1. Általános elektroncső ismeretek
1.1 Az elektroncsövek és félvezetők elvi összehasonlítása.
Az elektroncsövek működésének alapját a katódból emittált és a vákuumban mozgó negatív töltéshordozók, elektronok konvenciója képezi. Az elektronok vákuumban ütközés nélkül mozognak, ezért a mozgás során energia veszteség nincs. Az elektronok szabad út hossza a cső méreteihez képest nagy, vagyis minden individuális elektronnak definiált futási ideje, pályája van és definiált energia átadásra képes. Veszteségi teljesítménye pedig csak egyes elektródákra lokalizált.
A félvezetők vezetési mechanizmusát negatív elektronok és pozitív lyukak, mint töltéshordozók képezik, amelyek a szilárd kristályban keletkeznek és abban diffúzióval mozognak. A töltéshordozók diffúziója a félvezető melegedését okozza és így a környezetnek hőt ad át. A hőfelszabadulás a töltéshordozó áramerőségével együtt nő és az így keletkező veszteségi teljesítmény nem lokalizált, hanem az egész kristályra kiterjed, ezért az elektroncsövekkel szemben, csak meghatározott határhőmérsékletig alkalmazhatók.
1. ábra. Az elektroncsövek osztályozása.
1.2 Az elektroncsövek családja.
Az elemi töltéshordozónak vagy elektronnak emisszióját biztosító katód az elektroncsövek működésénél a legfontosabb alkatrész. Az elektroncsöveket a hatód kiképzése és emissziójának módja alapján a következő módon csoportosíthatjuk:
- termikus emisszióval működő;
- hidegemisszióval működő;
- fotóemisszíóval működő;
- folyékony katódú elektroncsövek;
Ugyancsak lényeges működési elvi alap az elektroncsöveket, mint vákuumtechnikai edényt belülről megtöltő gáztér nyomástartománya, amelynek alapján megkülönböztetünk:
- vákuum
- gáztöltésű
elektroncsöveket.
Ezen alapfogalmak ismeretében az 1.ábrán láthatjuk az elektroncsövek családfáját és a ma használatos fontosabb elektroncsőfajtákat, valamint egymással kapcsolatos összefüggését.
1.3 Elektronfizikai alapfogalmak.
Az elektronfizika eddig halott alapfogalmainak tömör összefoglalása és kiegészítése a konstrukciós és technológiai feladatok megértését célozza.
Az elektroncső működését az anyag egyik építőköve az elektron, az elektromosság elemi kvantuma, elemi töltéshordozója biztosítja. Az atom másik két elemi része a töltésnélküli neutron és a pozitív töltésű proton, amelyek együtt képezik az igen kisméretű és alapállapotban gömbszimmetrikus atommagot. Az atommag - elemenként meghatározott mennyiségű - pozitív töltését kifelé semlegesíti a vele azonos számú és körülötte keringő, negatív töltésű elektron.
A gömbnek tekintett elektron jellemző fizikai állandói:
- töltése e=1,602·10-19As;
- nyugalmi tömege: me=9,035·10-28g;
- rádiusza: re=1,85·10-13cm.
Az elektron mozgását és a pályák valóságos alakját, helyzetét csak a kvantumtechnika törvényeivel értelmezhetjük megközelítően helyesen, ahol a korpuszkuláris és hullámmozgás közti szoros összefüggésre a Schrödinger egyenlet ad kielégítő megoldást. A kvantummechanika fontos tétele továbbá a Heisenberg-féle bizonytalansági reláció, amely kimondja, hogy valamely mozgó részecske két összefüggő koordinátája nem határozható meg pontosan. Ezek szerint minél pontosabban mérjük például az elektron helykoordinátáját, annál pontatlanabb lesz az impulzus koordinátája és viszont.
A hullámmechanikai atommodell szerint az elektront tehát nem meghatározott kör- vagy ellipszispályán mozogva kell elképzelni, hanem csak a tartózkodás valószínűsége adható meg.
Az elektronokat így olyan elektronfelhőként szétmosódva lehet elképzelni, amely alapállapotban gömbszimmetrikus (s pályák); a magasabb energiájú állapotokban azonban már nem gömbszimmetrikus (p, d, j pályák). Bohr-Sommerfeld-féle egyszerűbb atommodell értelmében az atommag körül keringő elektronok csoportokra tagozódnak és egy csoportba tartozó elektronok közepes távolsága az atommagtól meghatározott, állandó értékű. Az azonos csoportba tartozó elektronok pályája által igénybe vett teret nevezzük elektronhéjnak.
A külső elektronhéjban keringő elektronok hozzák létre a vegyi kötéseket és teremtik meg az anyag szerkezeti összefüggést, egyben a szóban forgó elem vegyértékét is meghatározzák, ezért a külső héjban keringő elektronokat nevezzük vegyérték vagy valencia-elektronoknak. Szilárd testeknél a kristályrácson belüli, vagy is az atomok közötti, kapcsolatot is valencia-elektronok hozzák létre.
Az atom elektronjainak ezen pályákon lehetséges állapotaira olyan matematikailag kifejezett feltételeket lehet levezetni, amelyekben bizonyos együtthatók csak meghatározott egész számú értéket vehetnek fel. Ezek az úgynevezett kvantumszámok megszabják az elektronok lehetséges állapotait. Négyféle kvantumszámot különböztetünk meg: fő-, mellék-, mágneses- és spinkvantum-számot. Azon elektronok csoportját, amelyek mellékkvantum-száma azonos, alhéjnak vagy pályának nevezzük.
Pauli-elve, a kizárási elv azt is kimondja, hogy egy szabad atomon belül csak egyetlen elektron lehet a négyféle kvantumszám valamilyen kombinációjával jellemzett diszkrét energia állapotban. Ebből következik, hogy az egyes atomok elektronszerkezetére jellemző energia-szintek, energia-termek igen keskenyek.
1.31 Sávszerkezet
Az atomokat egymáshoz közelítve először a külső elektronpályák termjei szélesednek ki, ezek a belső elektronpályákat kezdetben leárnyékolják és azok kiszélesedése csak további közelítéssel következik be. A 2a ábrán látható sávmodell szerkezet szerint maga a sávos kiszélesedés a kisebb energiaszintű pályákon keskenyebb is. A fenti elv értelmében a sávokon belüli, egyedi elektron energia-értékek kismértékben egymástól eltérőek és ezek szuperponálásaként jön létre a sávszerkezet (2b ábra). Úgy is elképzelhetjük, mintha az elszigetelt atomra jellemző energiaszintek a kristályban lévő összes atomok számának megfelelő alszintekre hasadtak volna fel.
A sávmodell-szerű ábrázolásnál a valenciaelektronok által betölthető fizikailag megengedett energiasávot nevezzük valenciasávnak (2b ábra), az egyszerűbb ábrázolásnál a valenciasáv felső széle mindig élesen behatárolt alsó széle, pedig értelemszerűen sohasem jelenti a 0 energia szintet, függőlegesen mérhető szélessége ábrázolja a szóban forgó energiatartományt, amelyen belül egy képzetesen kiválasztott elektron létezhet. A valenciasáv felső széle azt is jelenti, hogy a kristályba beépült valencialektronoknak ennél az értéknél nagyobb energiájuk nem lehet. Az ábrázolásnál a valenciasáv tetszőleges hosszúságú lehet, mivel a tengelyre felvitt lineáris távolságnak csak jelképes jelentősége van.
A megengedett sávok között, tehát a valenciasáv fölött olyan sáv következik, amelyben elektronok létezése nem megengedett, ezért ezt a betöltetlen sávot tiltott sávnak nevezzük. A tiltott sáv fölötti energia nívókat már újra elfoglalhatják az elektronok, teljesen azonban nem tölthetik be, így abban könnyen elmozdulhatnak, ezáltal a kristályon belül képesek az elektromos áram vezetésére. Ezt a sávot ezért vezetési sávnak nevezzük.
Az elektronok önmaguktól mindig a legalacsonyabb energiaszinteket foglalják el (belső héjak). Az elektronok a magasabb energiaszintekre csak külső energia hatására juthatnak fel. Az energia közléshez a következő lehetőségek adódnak:
- hőenergia közlésekor egy elektron közepes kinetikus energiája:
We= (mv)2/2= kT, (1)
ahol:
k= a Boltzman állandó: 1,38·10-23Ws ˚K;
T= az abszolút hőfok ˚K;
m= az elektron tömege;
v= az elektron sebessége;
- fénykvantum átadásával az elektron energiája:
We= h·f= (h·c)/λ, (2)
ahol:
h= Planck-féle hatáskvantum: 6,62·10-34 Ws2;
f= fénykvantum rezgésszáma;
c= a fénysebesség;
λ= a fényhullámhossza;
- potenciálkülönbség hatására egy elektron meghatározott pályát fut be, amelynek energiaértéke:
We= e·U, (3)
ahol:
e= az elektron töltése;
U= a V-ban mért gyorsító feszültség. 1 eV energiát akkor kap az elektron, ha 1 V feszültség hatására felgyorsul, 1 eV= 1,602·10-19J.
a) Energiatermék |
b) Energiasávok |
| 2. ábra Atomok és szilárd testek energiaszintje és sávszerkezete |
A háromféle energiaközlés közötti összefüggés:
We= e·U= h·f= k·T, (4)
Az elektron közepes temperatúra sebességére vonatkozó összefüggés:
v= vT= (2·k·T)/m= √(2·(e/m)·U), (5)
Ebből az elektromos feszültséget energia ekvivalensnek véve megkapjuk az elektron közepes kinetikus energiáját, amelyet Boltzman- vagy temperatúra feszültségnek nevezzük:
UT= (k·T)/e= T/11600= 8,6·10-5·T [V], (6)
| UT értéke: |
| 17 ˚C-on (290˚K) = | 0,025 V, |
| 227 ˚C-on (500˚K) = | 0,043 V, |
| 727 ˚C-on (1000˚K) = | 0,086 V, |
| 887 ˚C-on (1160˚K) = | 0,100 V, |
| 1227 ˚C-on (1500˚K) = | 0,129 V, |
| 1727 ˚C-on (2000˚K) = | 0,172 V, |
| 2227 ˚C-on (2500˚K) = | 0,215 V, |
Az elektronfizikában és a sávmodell ábrázolásánál az elektronnal közölt energiát, ill. a sávok szélességét gyakran feszültség ekvivalensben adjuk meg. Az energianívókat ezért U feszültséggel is jelölhetjük. A 2. ábrán látható tiltott sáv szélessége például a Ge-nál:
A különféle elektron állapotokban az elektronok statisztikus eloszlását, vagyis valamely kvantum állapot betöltődési valószínűségét a Fermi-Dirac-eloszlásfüggvény adja meg:
f(U,T)= 1/( 1+exp((U-UF)/UT) ), (7)
ahol az UT a Boltzmann-feszültség, míg UF az úgynevezett Fermi-nívó megfelel az f(U,T) = 0,5 értéknek.
a) Szigetelők |
b) félvezetők |
c) vezetők |
| 3. ábra Az elektronenergiák Fermi-eloszlása és a sávszerkezet közötti összefüggés |
A 3. ábrán feltüntettük az f(U,T) Fermi-Dirac-féle elektron eloszlást T=0˚K, T1= közepes és T2= magas hőmérsékleten. Mint látható T=0˚K-nál az energia nívóknak elektronokkal való betöltési valószínűsége az UF energia értéknél 1-ről hirtelen 0-ra esik, míg magasabb hőmérsékleten az átmenet nem ugrásszerű, hanem folytonos és a hőmérséklet emelkedésével a görbe mindig laposabb lesz. Az UF értéknél a f(U,T) görbe fordulópontjában az egyenlet szerint a betöltési valószínűség 0,5-re esik. Ezt az energia értéket nevezzük Fermi-nívónak. A valóságban magasabb hőmérséklet tartományban a Fermi-nivó valamivel ezen 0,5 értékű betöltési valószínűség alatt van.
1.32 Szigetelők és félvezetők
A szigetelők és félvezetők esetében a Feri-nívót mindig a valencia- és vezetési sáv közötti tiltott sávban találjuk. Ezek valencia sávja teljesen betöltött, míg a vezetési sávjuk teljesen üres. Szigetelőknél az úgynevezett tiltott sáv szélesség jóval nagyobb, mint a tiszta félvezetőknél. Szigetelőknél az Uo tiltott sávszélesség értéke nagyobb 5 eV-nál, míg félvezetőknél 2 eV alatti érték. Tiszta gyémánt esetén például Uo=5,5 eV, így szigetelő, tiszta germániumnál Uo=0,72 eV, ami félvezető.
A 3a ábrán láthatjuk, hogy a hőmérséklet emelésével a szigetelőknél a Fermi eloszlási görbe ellaposodik ugyan, de még nem éri el a tiltott sáv szélességét, így nem kerülnek elektronok a vezetési sávba. Tiszta félvezetőknél viszont a 3b ábra szerint egy a 0˚K-nál magasabb hőmérsékleten, (pl. szobahőfokon) már véges valószínűséggel jutnak az elektronok a vezetési sávba, majd a hőmérséklet emelésével az elektronok száma a vezetési sávban egyre nő, így félvezető kristály vezetőképessége is nő.
Félvezetőkben, amikor az elektron átugrik a vezetési sávba, akkor az atomról leszakadva szabaddá válik és a kristályon belül, elmozdul. A visszamaradó atomtörzs ugyanakkor pozitív töltésű lyukká alakul. Az elektron vándorlása közben találkozik más elektron által hátrahagyott lyukkal, amelyet semlegesít. Ez a jelenség a rekombináció, amelynél termikus egyensúly esetén a keletkező és eltűnő elektronok, illetve lyukak száma azonos.
1.33 Fémes vezetők
Fémes vezetőknél a kis atomok közötti távolság miatt tulajdonképpen nincs tiltott sáv, mivel a valencia-sáv még 0˚K-nál nincs teljesen betöltve, illetve a valencia-sávot átlapolja a következő sáv (3c ábra). Ennek a felépítésnek következtében a fémes kristályokban az elektronok a - gázmolekulákhoz hasonlóan - rendezetlen módon könnyen elmozdulnak és a hőmérséklet növelésekor mind nagyobb mozgékonysággal, rendelkeznek. Átlagos mozgási energiájuk 3/2kT értékű.
Abban az esetben, ha a kristályra feszültséget kapcsolunk, az elektronok a pozitív elektróda irányába felgyorsulnak és létrejön az elektronok sodródása a pozitív elektróda felé.
Az ilyen irányú szabálytalan hő mozgásból és egyirányú sodródásból álló részecske-mozgást nevezzük "drift" mozgásnak. Az igen jól vezető tiszta réz esetében, 0,001 V/cm térerőségnél (6A/cm2áramterhelés), az elektronok sebessége 0,043cm/s. A nagy térerősség hatására sem jön létre nagyobb driftsebesség, mivel a fémek vezetőképességét elsősorban a szabad elektronok térfogat egységenkénti nagy száma okozza.
A szabad elektronok száma a fémes kristályban azonos az atomok számával. Mint ismeretes az anyag molnyi mennyiségében a Loschmidt-számmal egyenlő, azaz 6,02·1023 molekula van. A térfogat egységben lévő atomok, illetve szabad elektronok száma:
Ne= ((6,02·1023)/A)·ρ [1/g·g/cm3= 1/cm3], (8)
ahol A az atomsúly és ρ a fém sűrűsége.
Higany esetében:
NeHg=6,02·1023/200,6 · 13,54=4,06·1022 elektron/cm3.
Ez az érzékelhetően nagy mennyiségű szabad elektron az elektromos térerő hatására kristályon belüli ütközéskor mozgási energiáját átadja a rácsatomoknak, amelyek ezáltal intenzívebb hő rezgésre ösztönöz. A fémkristályban az áram hatására hő keletkezik (Joule-hő).
 |
| 4. ábra Szigetelők, félvezetők, fémes fajlagos ellenállás, valamint energia sávszerkezete |
Fordított esetben, ha a fémkristályt kívülről melegítjük, akkor az intenzívebb hő rezgéssel együtt járó gyakoribb ütközés miatt az elektronok szabad úthossza csökken, ezáltal fém vezetőképessége lecsökken. Ez a vezetőképesség változás a hőmérséklet függvényében sokkal kisebb mértékű, mint a félvezetők esetében. A szigetelők, félvezetők és a fémek fajlagos ellenállás tartományát a 4. ábrán összehasonlítva adtuk meg.
1.4 Az elektron emisszió fizikája
Az elektroncsövek működéséhez alapvetően szükséges, hogy a szilárd (esetleg folyékony) katódból elektronok lépjenek ki a cső vákuum vagy kisnyomású gázterébe. Az elektronok kilépését katódból (vagy más cső elektródákból) elektronkilépésnek, elektron emissziónak nevezzük.
Abban az esetben, ha az elektron nem a vákuum vagy kisnyomású gáztérbe lép ki, hanem egyik szilárd testből a vele érintkező másik szilárd testbe, akkor elektron átlépésről, vagy injekcióról beszélünk és a közegek közötti határfelületet átmenetnek nevezzük. (Ez az eset a félvezetőknél általános)
Láttuk, hogy a fémek belsejében a vezetési elektronok szabadon mozognak. Magát a fémkristályt azonban elhagyni nem tudják, mert annak felületén potenciálküszöbbe ütköznek, a vákuumba történő kilépéshez munkát kell végezniük. A potenciálfal létrejöttének okai:
- A felületen az elektromos erők csak befelé hatnak és az így kialakuló polarizáció elektromos kettős réteget hoz léte.
- Az elektromosan vezető szilárd test (katód) felületéről bizonyos nem nagy távolságra, a vákuumtérben elhelyezkedő elektron a szilárd test belsejében töltésmegoszlással (influencia) saját magával azonos nagyságú, de ellenkező polaritású töltést hoz létre. Ezáltal az elektront a felülettől való távolságának négyzetével fordítottan arányos, úgynevezett képerő vonzza a felület felé.
Ezek alapján - képletesen - az elektront a katódnak, mint közegnek belsejében egy véges falmagasságú potenciáldobozban képzeljük el. Az UΨ potenciálfal negatív töltése, az elektronokat mintegy visszataszítja a közeg belsejébe. A potenciálfalon az elektron tehát csak többletenergia árán tud átjutni. A félvezetőnél említett lyukak, mint töltéshordozók létét az elektron hiánnyal magyaráztuk, így ezeknek a kilépése a vákuumtérbe elképzelhetetlen.
1.41 Kilépési munka
Azt az energiát amelyet az elektronnal közölni kell, hogy a katód határfelületét átlépve a szabad vákuumtérbe kerüljön, kilépési munkának nevezzük és értékét a gyakorlatban elektronvoltban (eV) adjuk meg.
A legegyszerűbb katódok fémesvezetők, ezek vezetési sávja 0˚K-on a Fermi-szintig van elektronokkal betöltve. A 0˚K fölötti hőmérsékleten a Fermi-szint fölött is lesznek elektronok, majd elérkezünk olyan hőmérséklethez, ahol az elektronok kinetikus energiája elégséges ahhoz is, hogy a fémet elhagyják és a vákuumtérbe lépjenek. A Fermi-szint, és egy a fém felületéről éppen kijutott elektron potenciális energiája közötti különbség egyenlő a kilépési munkával, amely például tiszta wolfram esetén: 4,52 eV (5. ábra). A fontosabb fémes elemek és vegyületek kilépési munkáját az 1. táblázat tartalmazza.
 |
| 5. ábra Fémek kilépési munkája és a Schottky effektus |
1. táblázat Az elemek és vegyületek kilépési munkája
Tiszta fémes katódok esetében is hangsúlyozni kell, hogy a felület atomi közelségében a potenciálviszonyok kismértékben folyamatosan változnak, a határfelületen kívül, 10-5 cm távolságon túl, pedig már csak a külső tér potenciálértéke mérhető. A határfelület közvetlen környezetében is a potenciál viszonyok pontról pontra kissé eltérőek, ha zavaró idegen atomok és kristálytani rendellenességek vannak jelen. Ezek az eltérések - vagy szándékos beavatkozások - a kilépési munkát kismértékben csökkenthetik, illetve növelhetik.
Az 5. ábrán látható ábrázolásnál a fémek kilépési munkája látható (pl. wolfram). A kilépési munkát eUΨ-vel jelöljük (szokásos jelölések még: Wk, Φ, eUk), ahol e az elektrontöltése, UΨ maga a kilépési munka feszültség ekvivalensét jelenti. Az UΨ potenciálkülönbséggel felgyorsított elektron éri el tehát a kilépési munkát. Egy elektron valóságos energiája, amikor a vákuumtérbe kilépni képes: e(UF+UΨ).
A kilépési munkával teljesen megegyező értékű energia szabadul fel, ha az elektron a vákuumtérből a katódba vagy más fémelektródba belép. A katód és valamely más elektród között a kilépési munkák különbségének megfelelő kontaktpotenciál lép fel, amely az elektron mozgását a vákuumtérben befolyásolja, mivel a kisebb kilépési munkájú elektróda a másikhoz képest pozitív lesz:
+Ube= UΨki- UΨbe ha UΨki > UΨbe (9)
Ha a katóddal szemben elhelyezkedő anódra megfelelően nagy pozitív feszültséget kapcsolunk, akkor valamennyi kilépő elektron átjut az anódra, és ezen úgynevezett telítési feszültség fölé emelve az anódfeszültséget az emissziós áram már nem változik lényegesen. A kismértékű emelkedés oka az úgynevezett Schottky-effektus, amely az anód által képviselt potenciáltér hatására a kilépési munkát csökkenti. A helyzet az 5. ábrán látható. Az Ua anódfeszültség hatására, d katód-anód távolság esetén a kilépési munka csökkentésének értéke a következő:
∆UΨ= 3,78·10-4·√(Ua/d), (10)
Meg kell jegyezni, hogy nagy térerősség hatására a hideg katódból is kiléphetnek elektronok, ez a hideg emisszió.
1.5 Az elektron emisszió fajtái
1.51 Termikus emisszió, izzókatódok
A legegyszerűbb és a gyakorlatban legtöbbet alkalmazott szabadelektron előállítási módszer a katód felhevítése, felizzítása arra a hőfokra, ahol az elektronok kinetikus energiája már eléri a kilépési munkát. Fémes katódok esetében az ilyen módszerrel nyerhető maximális elektronáramot a Richardson-Duschman-féle emissziós egyenlettel számoljuk ki:
 (11a)
ahol A=a Richardson-féle mennyiségi állandó:
 (11b)
kísérletekkel meghatározott értékei a 2. táblázatban láthatók.
2. táblázat Különféle katódok jellemző tulajdonságai
eUΨ= kilépési munka eV-ban (lásd. 2. táblázat)
Az összefüggések szerint az elektron áram vagy telítési áramsűrűség az abszolút hőmérséklettel négyzetesen, a kilépési munkával exponenciálisan változik.
A kT nevező az elektronok átlagos energiáját jelenti T hőmérsékleten, vagyis az exponenciális kifejezés kitevőjét jelentő tört azt mondja meg, hogy a katódból kilépő elektron energiájának hányszor nagyobbnak kell lenni kT-nél. A 6. egyenlet alapján a temperatura feszültség behelyettesítésével az egyenletre a következő egyszerűbb formát nyerjük:
 (11c)
Az összefüggés szokásos másik alakja:
 (11d)
ahol a Bo a kilépési munka hőfok ekvivalense = eUΨ/ K = 11600·UΨ˚K-ban.
A (11d) egyenlet T2-tel mindkét oldalát elosztva és a logaritmusát véve kapjuk: . (12)
Ez az átrendezett formája az egyenletnek lehetővé teszi a kilépési munka meghatározását. Ha a telítési áramot különféle hőmérsékleten méréssel meghatározzuk és lg(JS/T2) alakban az 1/T függvényében ábrázoljuk, egyenest kapunk, amelynek iránytangense a kilépési munkával arányos. Az ordinátából lemetszett érték a kísérletileg meghatározott A mennyiségi állandó logaritmusa, így az ábrázolásmód a különböző katódfajták összehasonlítására is alkalmas (lásd: 6.ábra) Az A értéke a (11b) egyenlet szerint 120,4A·cm-2·˚K-2, viszont a 2. táblázat szerint - kísérletekkel meghatározva - nagy szórást mutat a katód eltérő felületi sajátságai miatt.
Az exponenciális összefüggés miatt a kilépési munka hatása az emissziós áram nagyságára sokkal jelentősebb, mint a hőmérséklet növelésének hatása, amely bizonyos hőmérséklet értéken túl elhanyagolhatóan kis mértékben hat az emissziós áramra. Az emisszió egyenlet pontosabb megfogalmazásánál azt is figyelembe kell venni, hogy a kilépési munka értéke is hőfokfüggő:
eUΨ T= eUΨ·(1+aT) (13)
ennek alapján az emissziós áramsűrűséget leíró pontosabb egyenlet alakja:
 (14)
 A kilépési munka elérése a hőmérséklet emelésével egyes fémeknél azért nem lehetséges, mert a fém alacsonyabb olvadáspontja miatt előbb elveszti technikai alkalmazhatóságát, megolvad. Az is természetes, hogy alkalmazható katódalapanyagok közül jobb hatásfoka annak van, amely alacsonyabb hőmérsékleten vagy ezzel összefüggésben, kevesebb fűtőteljesítmény mellett szolgáltat azonos emissziós áramot. A katódok hatásfok összehasonlítását ezért elsősorban a működési hőmérséklet mellett az
IS/Wf=telítési áram / fűtőteljesítmény
alapján szokásos elvégezni. Jellemző még a katódokra az egyen és impulzus üzemű terhelhetőség; Acm-2, az emissziós hatásfok: mAW-1; élettartam. Követelmény a katódoknál a szikrázás mentesség, mérgezéssel szembeni ellenálló képesség. A 2. táblázatban különféle katódok jellemző tulajdonságait láthatjuk.
1.52 Tiszta fémkatódok
A katódok technológiai fejlődése a század elején a fém katódokkal kezdődött, amelynek vezértípusa a tiszta wolfram katód volt. A wolfram katód nagyon állandó, - de a nagy kilépési munka miatt - csekély elektronemissziós áramot nyújt. A tiszta fémkatódok kilépési munkája és a fématom sugara közötti közelítő összefüggés:
eUΨ ≈ 7,2/r (15)
ahol r a fématom sugara Å-ban. (pl. kemény W-fém esetében r =1,6Å, a lágy Cs-fém esetében pedig 3Å)
A gyakorlatban hasznosítható emissziós áram eléréséhez a nagy kilépési munka miatt magas hőmérsékletre, 2000-3000 ˚ C-ra kell a tiszta fémkatódokat felizzítani (lásd: 5; 6.ábra). A wolfram katódok hatásfoka ezért nagyon rossz, üzemeltetésük nem gazdaságos. Előnyük igen nagy anódfeszültség mellett is szikrázás nélküli üzemeltetés.
A tiszta fémkatódok között az irodalomban megemlítik még a tantál, niob, és molidbén, újabban a renium katódokat is, amelyeknek az olvadáspontja és szilárdsága - kellően szilárd huzal gyárthatóságával - lehetőséget nyújt az alkalmazásra.
A tiszta fémkatódokat ma már főleg csak az adócsövek területén alkalmazzák, ahol a rossz hatásfok elhanyagolható a szikrázás mentesség és esetleges szétszerelhetőség előnye mellett. Tiszta fém katódokat alkalmaznak ezen kívül a vákuum mérőcsöveknél, ahol a konstans emissziós áram a követelmény. (2. és 3. táblázat)
3. táblázat Katódok alkalmazása
!! lényeges követelmény, ! esetenkénti követelmény; XX főtípus, X ritkább típus.
1.53 Fém-film katódok vagy adszorbeált idegen rétegű katódok
Ebbe a kategóriába olyan fémkatódok tartoznak, ahol az alapfémre egy másik, idegen fémréteget viszünk fel. Ha a felvitt réteg egy határértéknél vastagabb, akkor csak saját párolgási és emissziós tulajdonságai érvényesülnek, ha azonban a rétegvastagság kicsiny, - kb. egyatomos - akkor az alul lévő magfém hatására a réteg párolgása az adszorpciós erők miatt csökken és a fajlagos emisszió megnő.
Tipikus régi képviselője a fém-filmkatódóknak a thoriumos-wolfram (Th-W katód), amelynek emissziója akkor optimális, ha a W-magfém felületén kb. 4 - 5 ·1014 Th-atom/cm2 van adszorbeálva. Az így kialakuló Th-film egyatomos réteget alkot. A Th-atomokat a felületen a W és Th között ható adszorpciós erők kötik meg. Az adszorpciós erők nagyobbak a W-Th között, mint a Th-Th között, így a második atomréteg már nem tud kialakulni, - a párolgáshője kisebb lévén - elpárolog a felületről.
1900 ˚K hőmérséklet alatt a Th-elpárolgás és a Th diffuziója a wolframban elhanyagolható, így ezen hőfok alatt a katód stabilan emittál.
Elméleti elképzelések szerint az alapfém eUΨkilépési munkáját ennél a katódtípusnál egy olyan villamos kettős réteg, dipolus réteg elektromos tere csökkenti le, amely egyrészt az adszorbeált idegen anyag ionjaiból, másrészt a magfém indukált töltéséből képződik. Elektropozitív ionok Cs, Ba, Th) adszorpciójakor a dipólus réteg pozitív pólusa kifelé, a vákuumtér felé irányul, ami az elektronok kilépését megkönnyíti, vagyis a katódrendszer kilépési munkáját csökkenti, (lásd 7b ábra)
A d rétegvastagság és a cm-2-ként adszorbeált n atomok száma esetén a kilépési munka csökkenése:
eUΨ = 4P·n·e·d ≈ -3eV, (16)
elektropozitív ionoknál d= az atom rádiuszával, amiből nagyságrendben 3eV kilépési munka csökkenés várható.
Elektronegatív ionoknál (O2, H2O, CO2 adszorpciója) a helyzet fordított, a kilépési munka megnő, amikor is katódmérgezésről beszélünk. (lásd: 7c ábra)
A fém-filmkatódok optimális emisszióját tehát döntően az alapfém kilépési munkája és az adszorbeált idegen fém dipólus hatása, és ezzel összefüggésben a fedettség mértéke határozza meg. A fém-filmkatódok kilépési munkája alacsonyabb a két tiszta fém kilépési munkájánál is és viszonylag alacsonyabb hőmérsékleten nagy emissziós áramot szolgáltat.
A gyakorlatban legtöbbször alkalmazott fém-filmkatód Th-W-katód, amelynek kilépési munkája 2,63eV és üzemi hőmérséklete 1500-1700˚C. Magasabb hőfokon a Th elpárolgása miatt az élettartam csökken. Kezdetben a vevőcsöveknél is, ma már azonban csak adócsövekben alkalmazzák (3. táblázat). Gyártástechnológiáját az adócsöveknél ismertetjük. Hátránya az oxigénnel és ionbombázással szembeni érzékenysége, amiért az üzemeléséhez igen jó, 10-6 torr-nál nagyobb vákuum szükséges.
b)tiszta fémkatód (W)-tisztán Schottky effektussal |
c) fémkatód elektropozitív rétegbevonattal |
d) Fémkatód elektronegatív réteg bevonattal |
| 7. ábra Fém-film katódok emissziós modellje |
A fém-filmkatódok családjába tartozik még a ritkán alkalmazott, thoriumos molidbén katód ( Th-Mo katód), amely az előzőnél alacsonyabb hőmérsékleten is működtethető.
1.54 Báriumgőzkatódok
A fém-filmkatódok tárgyalásánál láthattuk, hogy az elektronegatív ionok adszorpciója a kilépési munkát növeli és az emissziós tulajdonságokat rontja. A katódfejlesztés kezdetén észlelték már, hogy az ilyen oxidokat tartalmazó katódfelületre felvitt vékony fémréteg - főleg bárium - a kilépési munkát jelentősen lecsökkenti és a katódnak igen jó emissziós tulajdonságokat kölcsönöz. 1,5eV kilépési munkával 0,5A/cm2 áramsűrűséget lehet elérni 800˚C katódhőmérsékleten.
A ma már csak történelmi jelentőségű W-O-Ba katódtípusnál a gondosan eloxidált wolfram felületére fém báriumot vittek fel a következő módszerekkel:
- Báriumnitrid: BaN6 telített vizes oldatába merítették a cső anódját, majd az oxidált felületű katóddal együtt a csőbe szerelve, az anódot szivattyúzás közben felhevítették, amikor már 170˚C-on a BaN6 robbanásszerűen fém Ba és N2-re bomlott:
BaN6 –170˚C–>Ba+3N2.
- Báriumoxidot és fém alumínium keverékből sajtolt pasztillát hegesztettek az anódra, amelyet ugyancsak a szivattyúzás során negyfrekvenciás árammal hevítettek fel és a redukciós termékként keletkező fém Ba a katódra és a burára is párolgott, ahol getterként szerepelt:
3BaO + 2Al –> 3Ba + Al2O3.
A Philips-azidos eljárási szabadalom megkerülésére alkalmazták hazánkban 1928-ban a Winter-féle redukciós eljárást, amely számos előnnyel rendelkezett az azidos eljárással szemben. A redukciós eljárás kidolgozása és annak tudományos vizsgálata vezetett az oxidkatódák működési feltételének megismeréséhez. A legkisebb kilépési munkát és legnagyobb emisszió képességet a W-O-Cs típusú céziumgőzkatód szolgáltatta, amelyet azonban igen rövid élettartam és változékonyság jellemzett.
Az eljárást ma már csak az un. "Formiergetter"-gyártásánál alkalmazzák, amikor a vezérlőrács kilépési munkáját fémbárium, vagy magnézium felvitelével csökkenteni kell.
1.55 Oxidkatódok, vagy félvezetőkatódok
A legfontosabb katódtípus az oxidkatód, amelyet 1903-ban Wehnelt talált fel, amikor platina katódmagfémre különféle alkáli-földfémoxidokat vitt fel. Az oxidkatódok csoportjába tartoznak elvileg az előző fejezetbe tárgyalt báriumgőzkatódok is, amelyeknél a vékony aktív réteg miatt az élettartam igen rövid.
A klasszikus oxidkatódok esetében a wolfram vagy nikkel katódmagfémen viszonylag vastag rétegben: 15 - 80 µm, alkáli-földfémoxidok parányi kristályait: SaO, SrO, CaO viszik fel. A magfém maga (W) vagy Ni magfémben levő redukciós komponensek (Mg, Al, Si, C, Zr) fém báriumot választanak ki:
A fém Ba jelenléte elengedhetetlen feltétele az alacsony kilépési munkának és a jó emissziós tulajdonságoknak. Mivel az alkáli-földfémoxidok levegőn nem állandóak az oxidok helyett a stabil karbonátok formájában történik a magfém bevonása. Az alkáli-földfémkarbonátokat a szivattyúzás alatt termikusan bontják el oxidokká. Ezért az oxidkatódokat karbonát-katódoknak is nevezik.
Hasonló szerkezeti felépítésű a thoriumoxidkatód is, amelyet bár igen ritkán alkalmaznak, emissziós tulajdonságait illetően a Th-W és Ba-oxidkatódok közé sorolható. A wolfram vagy tantál magfémre felvitt thoriumoxidból ugyancsak redukcióval képződik a fém Th, amely az emisszió kialakulásáért felelős. Elérhető fajlagos emissziós árama kb. 1A/cm2 (2. táblázat)
Az oxidkatódoknak ideálisan alacsony kilépési munkájuk: eUΨ =1,2 - 1,5eV, valamint alacsony üzemi hőmérsékletük: 700 - 850˚C mellett a kivehető fajlagos emissziós áramuk egyenáramú üzemben 2 - 10A/cm2, míg impulzus üzemben 10 - 100 A/cm2-t is eléri. Ezen tulajdonságai miatt a legkülönfélébb elektroncsövekben a leggyakrabban alkalmazzák (lásd: 2, 3. táblázat). Néhány hátrányuk a fémkatódokkal szemben a következő:
- az optimális emisszió eléréséhez formálásra van szükség, az emisszió képesség a formálás alatt változik (optimális esetben nő)
- az élettartam során az emisszióképesség csökken;
- impulzus üzemben a telítési áram az impulzus alatt jelentősen esik;
- egyenáramú üzemben a terhelés korlátozott;
- nagyobb energiájú ionbombázás hatására (20 - 30 eV-nél) elvesztik emissziós tulajdonságaikat, dezaktivizálódnak;
- nagy térerősségnél és ionbombázásnál szikrázás lép fel.
A felsorolt hátrányok megszüntetésére napjainban is folyik a kutatás és fejlesztés. A javítás eredményeit képviselő mátrix, tartalék és L-katódokat a különleges elektroncsöveknél tárgyaljuk (mikrohullámú csövek és adócsövek).
1.551 Oxidkatódok emissziós mechanizmusa
Az oxidkatódok működése sokféle paramétertől függ és a sokféle folyamat egymásra szuperponálása nagy nehézségeket jelent az ideális működési folyamat meghatározásánál.
Az oxidkatódok üzemi hőfokán azonban az emisszióképesség elsősorban a termikus emissziónak és az oxidréteg vezetőképességének függvénye. A katódot alkotó parányi 1 - 5 µm méretű oxidkristályok halmaza 50 - 100 µm vastagságú réteg, amelyben az 5 µm átlagos méretű pórusok a réteg 50 - 75%-át teszik ki, így a katód felülete a katód geometriai méretének 100-szorosát is eléri. Ezért a katód a helyenkénti és felületi energiaállapotok szerint mindig inhomogén elektromos tulajdonságokat mutat.
Maga az oxidréteg - leegyszerűsített formában - olyan rácshiba helyeket tartalmazó félvezető, amelyben egyes O--ionok hiányoznak és a hozzájuk tartozó Ba++ ionok, Ba-atomokként (F-centrumok) a BaO-rácsban "szorongnak", az alábbi vázlatos elképzelés szerint.
| Ba++ | O-- | Ba++ | O-- | Ba | □ |
| O-- | Ba | □ | Ba++ | O-- | Ba++ |
| Ba++ | O-- | Ba | □ | Ba++ | O-- |
| □ = O-- hiányhely |
Az ilyen állapotú aktivált oxidréteg rendelkezik a legalacsonyabb kilépési munkával és jó emissziós képességgel.
Az oxidkatód bonyolult emissziós mechanizmusát sokféle elképzeléssel lehet megközelíteni. Az összefüggéseket a Richardson-Dushman-féle emissziós egyenlettel a valósághoz képest csak pontatlanul lehet leírni.
Az eUΨ kilépési munka a Richardson-egyenletben hőfoktól független. A kísérletekazonban oxidkatódoknál a kilépési munkának hőfokfüggését is bizonyították, melynek jól aktivált oxidkatódnál a hőfok koefficiense: α= 4 - 8·1014 eV ˚K-1. A fémkatódok esetében az egyszerű Richardson egyenlet használható, mivel a kilépési munkát a gyakorlatban hőfok függetlennek lehet tekinteni. Pl.: wolfram esetében α= 6·10-5 eV.
Oxidkatódoknál az emissziós egyenlet finomabb megfogalmazására és a valóságot jobban megközelítő modelljére volt szükség.
Számos katódkutató (Nergaard, Nottingham) arra a következtetésre jutott, hogy a [Ba, Sr, Ca] O-réteg egy mozgó hibahelyekkel rendelkező donorszennyezéses, n-típusú félvezető tulajdonságaival rendelkezik. Az eUΨ kilépési munka a félvezetőrétegre jellemző belső kilépési munkából: eUΨés a vákuumba történő emisszióra jellemző külső kilépési munkából: eUΨk tevődik össze (8.ábra).
8. ábra Oxidkatód emissziós félvezető modellje
Utóbbi - a fémek kilépési munkájához hasonlóan - az aktiválás vagy mérgezés alatt is állandó marad, míg a belső kilépési munka az aktiválástól és mérgezésektől erősen függ. Maga a belső kilépési munka vezetőképességmérésekkel kísérletileg is meghatározható; a vezetőképesség és emisszióképesség közötti összefüggés a 9. ábrán látható.
9. ábra Oxidkatódok vezetőképessége és emissziós áramsűrűsége közötti összefüggés
A [Ba, Sr, Ca] O réteget mint szennyezéses félvezetőt elképzelve a 8. ábra szerinti sávszerkezettel ábrázoljuk. A vezetési és valenciasávot 1,7 eV szélességű tiltott sáv választja el egymástól, amelyben a donor szennyezést létrehozó atomok miatt közvetlenül a vezetési sáv alatt kialakul az Uσ potenciáltávolságban egy szűk Wσ energiaszint. Ez a zavarnívó vagy donornívó 0˚K-nál teljesen be van töltve elektronokkal. A donorokat termikus energiával könnyű felemelni a vezetési sávba. A donornívót létrehozó atomokat donoroknak nevezzük, melyek - feltételes elképzelések alapján - Ba-atomokkal, illetve oxigén hiányhelyekkel azonosíthatók.
A vezetési sáv alsó szélétől számított potenciálfal magasság és az "e" elektrontöltés szorzata ebben az esetben egyenlő a külső kilépési munkával =eUψk. A zavarnívó Uσ távolsága a vezetési sávtól olyan nagy, hogy az oxidkatódák üzemi hőmérsékleténél, - a cm3-kénti donor elektronok számához képest - a hő mozgás következtében még elhanyagolhatóan kevés más elektron juthat a vezetési sávba. Föltételezés alapján így minden donor maximálisan G*=1 elektront adhat a vezetési sávba, amely mellett a donorsűrűség hőmérsékletszerinti Fermi-eloszlását és az potenciálkülönbséget figyelembe véve az emissziós egyenlet finomabb Fowler-féle alakját nyerjük:
 (17)
ahol AF a Fowler-féle állandó, eUψk. a Fowler-féle kilépési munka.
A Fowler-féle állandó értéke a következő összefüggésből adódik:
 (18)
ahol nσ= a donorok cm3-kénti sűrűsége; értéke 1A·cm-2 esetén kb. 3-4·1017cm-3 (lásd: 56a ábra).
A Fowler-féle kilépési munka pedig:
eUψF= e(Uψk+(Uσ/2)), (19)
ahol Uσ a donornívó és a vezetési sáv alsó széle közötti potenciál különbség 0˚K-nál, (továbbá (Uσ/2) a Fermi-nivó helyét is jelenti).
Az így meghatározott Fowler-féle eUψk kilépési munka értelemszerűen nem azonos a Richárdson-féle, eUψk-val jelölt kilépési munkával. A Fowler-féle emissziós egyenlettel számított emissziós áramsűrűség a mérhető értéket jobban megközelíti, mint az egyszerű Richardson-féle egyenletből számított érték, amely csak ideálisan tiszta anyagokra és csak termikus hatások esetén érvényes.
Ennek magyarázatát a kísérletekkel is alátámasztott fizikai és kémiai folyamatok igazolják, ui. a katódmagfém összetételétől függően különböző mértékű egyensúlyi donortartalom áll be. Ennek előidézője a BaO-nak - az aktívátor elemekkel Mg, Si, Al, - fémbáriummá történő redukciója, illetve a Ba-nak - a csövön belüli gáznyomás (O2) emelkedésével - báriumoxiddá történő vissza oxidációja. Ezeket a folyamatokat a redukáló anyagoknak, pl.:
A Mg-nak katódmagfémből az oxidrétegbe való diffúziós sebessége, és a fém-Ba párolgási sebessége erősen befolyásolja. Valóban igazolható, hogy az aktivált oxidkatód fölös fém-Ba-t tartalmaz, vagyis az ilyen oxidkatódban a Ba és O2 aránya a stöchiometriai aránytól a nagyobb Ba tartalom irányába eltér.
Az emissziós áram - a Fowler-összefüggés értelmében - arányos a fölös Ba koncentráció négyzetgyökével (lásd: 10. ábra). Kísérletek azonban azt mutatták, hogy a 0,5 és 56000 óra közötti élettartamú katódnál az elektron emisszió és a fölös Ba koncentráció között nincs összefüggés, ha azonban a többlet Ba mennyisége 3%-ig növekszik az emissziós áramsűrűség is monoton növekszik.
A Ba felesleg, magán a szemcsék felületén - feltehetőleg itt is - egy egyatomos réteget alkot, amely erős adszorpciós erőkkel az oxidréteg felszínére kötődik. Mivel a Ba-Ba kötés jóval kisebb (a szín bárium gőznyomása 1000˚K -nál 3·10-2 torr), kétatomos réteg már nem tud kialakulni, mert az első Ba rétegről a második atomréteg már könnyen elpárolog.
Az elektron emisszió tehát kémiai értelemben oxidációredukciós folyamatok eredménye. A katódot érő redukáló jellegű behatások - aktiválás - elősegítik annak elektron emittáló képességét, míg az oxidáló jellegű behatások - dezaktívállás - az elektron emissziót csökkentik, akadályozzák. A donorok létrehozásához tehát redukáló kémiai potenciál szükséges, amely a csőben jelenlévő számos anyag kölcsönhatásából növekedhet vagy csökkenhet és meg is szűnhet.
 Impulzus üzemben az emisszió esése következik be, amelyet annak tulajdonítanak, hogy a donorsűrűség az impulzus alatt hirtelen lecsökken. Eszerint - katódon belül - az elektromos térben a pozitív töltésű donorok mozognak. Elektromos tér nélkül az oxidrétegben egyenletes donor eloszlást kell elképzelni, míg elektromos tér hatására a 11b-c ábra szerinti koncentráció eltolódás áll elő, vagy is a pozitív töltésű donorok az oxidréteg belseje felé vándorolnak. A felületi zóna kb. 1µm rétegben donorokban elszegényedik, míg a magfém közelében a donorsűrűség megnő. A donorkoncentráció ilyen megváltozása - vagyis a réteg kiürülése - az emisszió csökkenését okozza. A rétegben az elektromos tér és elektrokémiai hatásra a Ba++ ionok - az elektronokkal ellentétes irányba - a magfém felé vándorolnak, ahol töltésüket elveszítik, majd mint semleges Ba atomok a hőmérséklet hatására már a vákuumtér felé diffundálnak. Amikor a Ba atomok elektront veszítenek ismét donorokká alakulnak át. A BaO-ból keletkező O--ionok a térerő hatására a rétegből a vákuumtér felé vándorolnak és az - impulzus emissziós áramot kísérő - oxigén felszabadulást okozzák. Ez az összetett folyamat az egyensúly eltolódása miatt az újabb BaO molekulák disszociációját elősegíti.
a) Az O2 parciális nyomásának változása az oxidkatódban. | 
b) Donor eloszlás az oxidrétegben elektromos tér nélkül. |
c) Donor eloszlás az oxidrétegbe elektromos térben |
| 11. ábra Donor eloszlás az oxidrétegben |
Az elektromos tér megszűnése után tehát a donor-koncentráció eltolódás a hőmozgás következtésben diffúzióval helyre áll és az emisszió képesség megjavul, a katód újraéled. A katód újraéledése a donorok diffúziós sebességétől tehát a hőmérséklettől és a katód-réteg szerkezetétől, előzetes kiformáltságtól függ. Az oxidkatódban azért a donor keletkezés és megszűnés között dinamikus egyensúly uralkodik.
Ez az elképzelés magyarázatot ad az oxidkatódok eltérő emisszió képességére egyen és impulzus terhelés esetén. Impulzus üzemben, ha az igen nagy áramkivétel (pl.: 20-100A·cm-2) rövid kb. 10-4 s-ig tart és azt követően a katód az újraéledéshez szükséges ideig áramkivétel nélkül pihenhet, akkor az egyen terheléshez képest kb. 10-szeres emissziós áram nyerhető. A katód áramsűrűsége 1ms-ig tartó impulzus igénybevételnél 104A·mm-2 (100A·cm-2) értéket is elérhet, de ez az érték folyamatosan csökken és kb. 20ms után az eredeti érték felére, 0,1s után pedig az egyen terhelés értékére ( 10A·mm-2) csökken le. Az impulzus üzem a folyási idő vagy impulzus idő és az impulzus szünetek beállításával - a 194. ábrán látható elven - alkalmas az oxidkatódok jóságának, az emisszió képességének, a katód kiformáltságának megítélésére is.
A fenti Nergaard-féle elmélet szerint tehát az egész katódréteg részt vesz az emisszió alatt bekövetkező kémiai és diffúziós folyamatban, ahol azonban bizonyíthatóan a donorok közvetlenül nem azonosíthatók magukkal a Ba atomokkal, bár a donorsűrűség kapcsolatban van a Ba többlettel és azzal nő. Mozgó donorokat feltételezve Neraard-emissziós egyenlete már impulzus üzemű emisszióesést is értelmezni képes.
Meg kell említeni, hogy újabban a donorkoncentráció létrejöttét - a csőben mindig kimutatható parciális vízgőznyomásnak az aktiválás alatti rendellenes viselkedése miatt - a Ba kristályrácsban lévő O2- -ionok és egy protonnak az egyesülésére vezetik vissza. Így az elektron keletkezésének folyamata:
A fenti elméleteket eddig kísérletileg igazolni nem sikerült, így ismeretüket csak a katódműködés szélesebb elvi megközelítésére használhatjuk.
Az oxidkatódok esetében a félvezető oxidréteg vezetőképessége szoros összefüggésben van az elérhető telítési áramsűrűséggel. Ebből a szempontból számításba kell venni az oxidkatódnak belső, azaz kristályrendszerű vezetőképességét és az oxidszemcsék közötti úgynevezett pórusvezetőképességet.
Az oxidkristály vezetőképessége: κk=AF·Ak·bk·nσ1/2·T3/4·exp(-eUψb/2kT); (20)
ahol Ak= általános konstans; bk= elektron mozgékonysága a vezetési sávban.
Az oxidszemcsék pórusaiban a vezetőképesség:
κp=AF·Ap·bp·nσ1/2·T3/4·exp[-e(Uψk+Uσ/2)/ kT]; (21)
ahol bp= elektron mozgékonysága a pórusokban.
A vezetőképességre különösen a 950˚K körüli üzemi hőmérsékleten feltehetően nagy befolyást gyakorol az a jelenség is, hogy az oxidréteg porózus szerkezete miatt az elektronok a rétegen belüli szemcsékből kilépve a vezetőképességet a réteg üregeiben javítják (lásd: 12. ábra). Így az elektronvezetés a kristályszemcsékben és pórusokban párhuzamosan történik. A pórus-vezetőképesség értelemszerűen függ a hőfoktól és a porozitástól. Ezért 800˚K alatt a vezetés mindinkább a szemcséken, míg fölötte a pórusokban van túlsúlyban. Optimálisnak találták az 50-60% porozitású katódokat. Az erősen zsugorított tömörkatódok kifejezetten rosszul emittáltak.
A (17) és (20), illetve a (17) és (21) egyenletekből kiszámíthatjuk a vezetőképességgel kombinált telítési áramsűrűséget:
JK vez= (1/(AF·bk))·T1/2·exp(eUψk/kT)·κk'; (22)
JP vez= (1/(AF·bp))·T1/2·κp; (23)
 Konstans hőmérsékleten érvényes a következő összefüggés:
A Kkp arányossági tényező kísérletileg meghatározható, amikor felvilágosítást nyújt az oxidréteg felépítéséről, szerkezetéről. Ez az összefüggés az elektroncsőgyár részére fontos segédeszköz az oxidréteg optimális fizikai-kémiai tulajdonságainak beállításánál.
A valóságot jól megközelítő - de még nem végleges elképzelések - még bonyolultabb egyenletekhez és elméletekhez vezetnek. Az eddigiekből is jól láthatjuk, mennyire bonyolult összefüggések szabályozzák egy oxidkatód müködését, ahol az optimális eredmények eléréséhez a legszigorúbb konstrukciós gyártástechnológiára van szükség, mivel az oxidréteg szennyezés, illetve donor koncentrációjának beállítása és betartása az optimális emissziós és rétegellenállás szempontjából nagyon fontos. A donor koncentráció egyrészt az újraképződésből, másrészt a szabad Ba-atomok párolgásából és lekötődéséből adódik, vagyis a donor keletkezés és megszűnés között dinamikus egyensúlyt kell elképzelni.
1.552 Oxidkatódok mérgezése, dezaktiválás
Egy jól működő oxidkatódnál - mint láttuk - arányosság van az n többletbárium koncentráció, κ réteg-vezetőképesség és az IS telítési áramsűrűség között:
Az elektroncső gyártása során létesített szennyezés-koncentráció optimális szinten tartása egy hőmérséklettől függő egyensúlyi folyamat eredménye. A szennyezési helyek, illetve donorok képzésénél a katódmagfém - rendszerint nikkel -, aktívátor-szennyezései vesznek részt: Mg, Si, Al, Zr, Mn, W, C stb. A szennyezések kidiffundálása a magfémből a hőmérséklet növelésével nő, de ugyanígy nő az elpárolgásuk sebessége is. Ezen két folyamat eredményeképpen az oxidrétegben a Ba-koncentráció a katód konstrukciója által meghatározott hőfokon - ideális vákuum környezetben - konstans marad.
Mérgező hatásúnak elsősorban az oxigént, vízgőzt, széndioxidot és szénmonoxidot tartják.
A mérgezés különösen veszélyes a katód aláfűtésénél az üzemi hőfok alatt 50-100˚C-kal, mivel ilyenkor a Ba utánpótlás lassú és néhány mérgezést jelentő reakció ugyanakkor gyorsabban megy végbe. A katód mérgezési folyamatainak tartóségetéssel kapcsolatos felismerését és az ellenük teendő intézkedéseket a 4. táblázat tartalmazza.
A katódmérgezés vagy dezaktivizálás alapvetően, oxidációs folyamatra vezethető vissza. A feltételezett donorképződés elősegítését figyelembe véve a Ba képződés és pusztulás alapreakciója a következő:
BaO <– dezakt. – akt. –> Ba + ½O2.
Eszerint a felső nyíl irányában történik a katód aktivizálása és az alsó nyíl irányában a dezaktiválása. Így a katód optimális működése és a hosszú élettartam érdekében olyan technológiai intézkedéseket kell tenni, amelyek a bezárt csövön belül minden oxidációs folyamatot visszaszorítanak, illetve azok kifejlődését gátolják.
4. táblázat Tartóségetés alatt fellépő főbb vevőcső-hibák
1.553 Közbensőréteg képződése
A Ni-magfémű oxidkatódoknál a redukáló magfém-komponensek közül a Si és Mg oxidjai a redukció végén a katód hőmérsékletén reakcióba lépnek a BaO-dal és nagy ellenállású, fehérszínű közbensőréteget úgynevezett "interfaciális" réteget képeznek a katódmagfém és oxidréteg között.
A redukáló adalékok közül a Si a legveszélyesebb, amelynek oxidja a BaO-dal báriumortoszilikátot képez:
2BaO+SiO2 – 1500˚C –> Ba2SiO4.
A reakció - a Si lassú diffúziója miatt a magfémben - igen lassan megy végbe. Viszont azoknál a csöveknél, ahol a katódból állandóan áramot vesznek ki, a közti réteg alig keletkezik. Magasabb katódhőfokon a folyamat meggyorsul és az állandóan fűtött, de katódáram-mentes, lezárt csöveknél a közti réteg keletkezése a legvalószínűbb.
A köztiréteg vastagsága - több ezer óra után 0,1µm nagyságrendű és 40-100Ω ellenállású, illetve 0,2-5nFcm-2 kapacitás értéket ér el. A folyamat a 13. ábrán láthatóan a katód körben olyan - a csövön belüli - RC tagként viselkedik, amelynek időállandójúból adódóan az erősítő csövek meredeksége a visszacsatolás következtében lecsökken. A meredekség csökkenésével értelemszerűen az erősítés is lecsökken. Az erősítés csökkenés a hangfrekvenciás tartományban a legnagyobb. A jelenség különösen veszélyes az impulzus üzemű hangfrekvenciás és szélessávú csöveknél.
A jelenség csökkentése végett a katódmagfém Si-tartalmát 0,01% alá kell csökkenteni (lásd. 13b ábra). A nagy Si tartalom a katód szikrázását is okozhatja.
a) köztiréteg kialakulása | 
b)Rk változása a Si tartalommal az élettartam során |
| 13. ábra Közbenső réteg kialakulása a cső üzemelése során |
1.554 Katódpárolgás
Az oxidkatódok emissziós rétege és a magfém a cső üzeme során állandóan párolog, maga a párolgás a katód hőmérsékletének emelésével nő.
A párolgás következményei:
- túlságosan magas katódhőmérsékleten a felületről elpárolgó Ba-atomok nem elég gyorsan pótlódnak, így a párolgás és újraképződés közötti egyensúlyi állapot megbomlik, ezáltal a telítési áramsűrűség csökken (lásd: 4. táblázat)
- hosszú ideig 20-40 ezer óra tartós üzemelés után a katód redukáló komponense (Mg) elfogy, aminek következtében az emisszió lecsökken;
- az elpárolgott anyagok a cső más alkatrészeire (rácsok, anód, csillám stb.) lecsapódik, ezáltal azok is emittálni képesek. Az elpárolgó fémes anyagok a szigetelőkön átvezetést is okozhatnak.
Oxidkatódoknál a [Ba, Sr, Ca] O rétegből üzem közben főként Ba párolog el, de a Sr: 5%, a BaO: 2%, és a SrO: 0,01% arányban ugyancsak párolog. A magfém Mg-tartalma a redukcióval párhuzamosan ugyancsak párolog, de az oxidréteg komponenseinek párolgását is növeli (lásd: 5. táblázat).
 A párolgási folyamatok csökkentését katódhőmérséklet csökkentésével lehet elérni, ami azonban az emissziós áramot is csökkenti. A helyes katódhőmérséklet meghatározása tehát a csőtípustól és a felhasználási követelményektől függ. A helyes csőkonstrukciót, kidolgozáskor élettartamvizsgálattal kell beállítani, de a gyártás is úgynevezett tartós égetéssekkel kell ellenőrizni (lásd: 4. táblázat)
Az alacsony hőfokú, nagyon aláfűtött oxidkatódok mérgezésre hajlamosak, míg a túlfűtött katódoknál a kipárolgások játszanak károsító szerepet.
Az emisszióképesség, párolgás és katódhőmérséklet közötti összefüggést a 14. ábrán láthatjuk, melynek alapján a megfelelő katódtípust és hőmérséklet tartományt kiválaszthatjuk.
5. táblázat Ba és Sr lecsapódás az EF80 alkatrészein
1.56 Boridkatódok
A boridkatódok esetében a MeB6 általános formájú, alkáliföldfém vagy ritkaföldfém hexaboridokat alkalmazzák. A különféle hexaboridoknak jó elektromos vezetőképességük és magas olvadáspontjuk miatt magas hőmérsékletre hevíthetők, ahol viszonylag nagy és egyenletes emissziós nívót adnak (lásd: 2. táblázat). A lantánborid: LaB6 emissziós tulajdonságai megközelítik a báriumoxid tulajdonságait eUψ=2,66 eV. Használatát megnehezíti, hogy üzemi hőmérsékleten (1400-1600˚C) reakcióba lép a hordozó fémekkel, így a gyakorlatban nem alkalmazzák.
1.57 Hideg emissziós katódok
Az izzókatódok fűtőteljesítmény igénye olyan hátrány, amelynek kiküszöbölése hidegen emittáló katódokkal régóta célkitűzése volt a csőgyáraknak, bár a tökéletes megoldás napjainkig sem született meg. A fontosabb hideg katódok a következők:
1.571 Téremissziós katódok
A téremissziót 1897-ben fedezte fel Wood, azonban csak 1945 után került az érdeklődés középpontjába, amikor elsősorban röntgencsövekhez alkalmazták. Legegyszerűbb kiviteli formája a 0,5µm-nél kisebb görbületi sugarú wolframtű, amelyből egymás mellett többet is alkalmaznak, kefeszerű kiképzéssel. Előnye az izzókatóddal szemben elsősorban a fűtőteljesítmény elmaradása továbbá az igen nagy emissziós áramsűrűség, hátránya, hogy igen jó legalább 10-9 torr vákuumot igényel (lásd: 15. táblázat).
A katódra ható külső térerő a Schottky effektus révén a kilépési munkát csökkenti (5. ábra). A térerőség növelésével, 106 Vcm-1 fölött a hideg katódból is kilépnek elektronok, amit a 16a ábrán látható potenciálfal csökkenéssel és keskenyedéssel ábrázolnak, ilyenkor a Fermi-szinten tartózkodó elektronok - az un. Alagút effektus hatására - már meghatározott valószínűséggel képesek a potenciálfal áttörésére és a fémből történő kilépésre. A hidegemisszió Fowler-Nordheim-féle emissziós egyenlete:
J=K·E2·exp(-eUψ/E), (26)
ahol J= a hidegemissziós áramsűrűség, A·cm-2,
K= fizikai állandó,
eUψ= a kilépési munka,
E= térerőség, E>106V·cm-1.
A J emissziós áramsűrűség értéke a kilépési munkával erősen változik. Wolfram esetében a 16b ábrán láthatjuk az emissziós áram alakulását a térerősség hatására különféle hőfokon. B pontról - kisebb térerőnél tehát - az emisszió a hőmérséklettől függ elsősorban, a B ponttól jobbra már a térerősség szerepe a döntő.
Az eddig elért legmagasabb hidegemissziós áram értéke 2·108 A·cm-2. A téremissziós katódok széleskörű elterjedését gátolja az igen nagy emissziós áram-ingadozás, amelynek oka az emissziós csúcs felületi változásával függ össze. A csúcson ugyanis bármilyen gázabszorpció változás a térerősség nagyságán keresztül befolyásolja az emissziót. A téremissziós katódok technológiai fejlesztése nem zárult még le.
a) Téremisszió modelje | 
b) Emissziós áram és térerősség |
| 16. ábra A téremisszió modelje és a térerősség összefüggése az emisszióval |
1.572 Alagút katódok
A félvezető technikai ismeretek alapján az alagút katódok "fém-szigetelők-fém"-rétegből állnak. Az alap- vagy magfémből az elektronok a 0,05µm vastag szigetelőn az alagút effektus révén átjuthatnak, ha a külső kb. 0,01µm vékonyságú fémrétegre pozitív feszültséget kapcsolunk. Az elegendő energiájú elektronok átfúródnak az oxid- és a vékony fémrétegen is. Az elrendezés a 17a ábrán látható. Az oxidréteget a magfém vékony eloxidálásával készítik (anódikus oxidáció), amelyre vákuumban gőzölik fel a külső fémelektródát.
Impulzus üzemben eddig 10 A·cm-2 emissziós áramot értek el, azonban a rossz hatásfok miatt gyakorlati alkalmazása még nincs. Azok az elektronok ugyanis amelyek nem képesek átfúródni a fémelektródán, veszteséget jelentenek.
1.573 Magnéziumoxid katód, szekunder emissziós katódok
Magnéziumoxid (MgO) vagy alumíniumoxid (Al2O3) vékony, kb. 10µm vastag rétegét elektronokkal bombázzák, amikor is igen nagy szekunder emissziós effektus lép fel, amely a primer elektronforrás áramának sokszorosa. A folyamat "begyújtásához" ibolyántúli, radioaktív sugárforrás is megfelelő. A felépítés elve a 17b ábrán látható.
A katódtípus elterjedése a kezdeti próbálkozások után megrekedt, mivel a szekunderemissziónál az elektronok sebessége igen eltérő, ezért az ilyen katódnak nagy a zaja.
Ehhez a csoporthoz tartoznak az úgynevezett szekunderemissziós katódok is, amelyeket a fotonsokszorozókban alkalmaznak. A legtöbb szilárd anyagnak a 10V-nál nagyobb sebességgel belépő primer elektronok számához képest több vagy kevesebb szekunder elektron képződik. A primer elektronok a felület 10-5 mm mélységén belül,
a) Alagútkatód | 
b) MgO szekunder emissziós katód |
| 17. ábra Alagút és szekunder emissziós hidegkatódok elvi modellje |
10-10s alatt kiváltják a szekunder elektronokat, amelyek sebessége függetlenül a primer elektronok sebességétől 2-20 eV közé szór. A keletkező szekunder elektronok és belépő primer elektronokat meghatározó szekunder és primer elektronáram viszonyát nevezzük szekunderemissziós tényezőnek, vagy hatásfoknak:
A szekunder emissziós tényező nagysága anyagtól függő. A fontosabb anyagok szekunderemissziós tényezőjének értékét a 6. táblázat tartalmazza. A táblázatban megadott Us max - legnagyobb primer elektron gyorsító-feszültségnél - adódik a legnagyobb érték. Tiszta fémeknél a s= 0,5 - 1,5 , a felület kismértékű tisztátalansága azonban megköveteli ezt az értéket. A félvezető sajátságú oxidoknál s=11 is előfordul, pl.: Cs2O ezüst felületen alkáli halogénidek.
A szekunderemissziós tényezőre az anyag struktúrája és a kristály orientációja is kismértékben hatással van.
Adott felületen a szekunderemisszió nagysága a primer elektronok beesési szögétől is függ. A felületre merőlegesen becsapódó elektronok váltják ki a legkevesebb szekunder elektront.
A szekunderemissziós katódokat viszonylag ritkán, főleg fotoelektron-sokszorozókban alkalmazzák.
A szekunderemissziónak - mint látni fogjuk - az elektroncsövek működésénél igen nagy a jelentősége.
1.58 Fotókatódok
A fény kvantumelmélete alapján a szilárd testben ütköző fotonok behatolnak az anyagban és energiájukat átadják az elektronoknak. Ezzel az energia többlettel az elektronok feljutnak a vezetési sávba, illetve a kilépési munkát is elérve, a test belsejéből ki is léphetnek.
Elektronemisszió csak akkor jön létre, ha a kiváltó foton energiája nagyobb, vagy legalább egyenlő a fotókatód kilépési munkájával:
A fotókatód kilépési munkája tehát meghatározza azt az fo határfrekvenciát, amelynél kisebb frekvenciájú fénysugárzás már nem hoz létre elektronemissziót. A 7. táblázatban a különféle anyagokra ezen fo határfrekvenciát a jobb érthetőség kedvéért λ hullámhosszra átszámolva adjuk meg. A fényelektromos jelenségek szobahőmérsékleten mennek végbe, ahol a Fermi-statisztika szerint az elektronok energiája a magasabb szinteket is eléri, így ezeknek a kilépéséhez a kilépési munkánál kisebb fotóenergia is elegendő. Ezért a fotókatódok érzékenysége a frekvencia függvényében a kisebb frekvenciák felé (nagyobb hullámhossz) is lecsengő jelleget mutat.
A fotókatódok anyaga rendszerint fém vagy fémoxidrétegre felpárologtatott vékony fémréteg. A legkisebb kilépési munkával rendelkező cézium a leggyakoribb fotókatód. A használatos fotókatódok tulajdonságait a 6. táblázat tartalmazza.
Az I fotóáram arányos a Φ fényárammal:
I=cΦ. (29)
Ideális fotókatódnál minden foton elvileg egy elektront vált ki, így másodpercenként N foton N·q fényáramot hozna létre, vagyis
I/P=1/h·F [AW-1], (30)
6. táblázat Elemek és vegyületek szekunderemissziós tényezője és az ahhoz tartozó gyorsítófeszültség
Ebből 500nm hullámhosszúságú fénynél 0,41 AW-1 érzékenység adódna. A valóságban a fotókatódok érzékenysége néhány AW-1, vagyis a fotonoknak csak egy kis része okoz elektronemissziót.
A fotókatódokat a fotocelláknál, fotóelektron-sokszorozócsöveknél és képfelvevőcsöveknél alkalmazzák.
7. táblázat Elemek és vegyületek fotoemisszíós határhullámhossza (λocsökkenő sorrendjében)
1.6 Higanykatód
A higanykatód, vagy folyadékkatód lényegesen eltér az előző katódtípusoktól. Higanykatód esetében a csövön belül jelenlévő 10-2 torr Hg-gőznyomás miatt gázkisülés is létrejön, amely kis áramsűrűségnél izzókisülés, míg nagyobb áramsűrűségnél ívkisülés jellegű. Ívkisülés a Hg-katódfürdő felszínének egyetlen pontjához kapcsolódik, amelyet katódfoltnak vagy katódpontnak nevezünk.
A higanykatód ívkisüléses emissziós mechanizmusa még nem tisztázott. Korábban feltételezték, hogy termikus emisszió, téremisszió, esetleg mind a kettő okozza az emissziót.
A mechanizmus termikus emisszióval nem magyarázható, mivel a hőmérséklet csupán 200-300˚C, amelynél nem jöhet létre a 1010-1011 A·cm-2 nagyságrendű emissziós áramsűrűség. A téremisszióhoz szükséges térerősség is két nagyságrenddel kisebb, így nem okozhatja a nagy áramsűrűséget. A kettő kombinációjával nem lehet az emissziót megmagyarázni.
A legújabb feltételezések szerint az emissziót egyes térkomponensek idézik elő. Ezek szerint a Hg szennyezései oxidrétegei és felületi egyenetlenségei miatt véletlenszerű, nagy térerő ingadozások jönnek létre, amelyek okozói lehetnek az elektronemissziónak.
Az ívkisülés alatt a katódfolt körüli aszimmetrikus Hg-párolgás következtében a pont a Hg-felszínen véletlenszerűen változtatja helyzetét. A katódfolt, vagyis az ívkisülés létesítése gyújtóelektróddal lehetséges, pl. az anód és Hg-katód közötti kontaktus megszakításával. A Hg-katódot tehát minden esetben be kell gyújtani, amikor a létesített segédkisülés indítja be az ívkisülést.
A Hg-katódok előnye a nagy emissziós áramsűrűség, egyetlen katódfolt 5-6A elektronáramot biztosít. Elsősorban az erősáramú iparban alkalmazzák. (Hg-egyenirányítók, Hg-kapcsolók)
|
