§ 11.5. Искровой, коронный и высокочастотный разряды

Искровой разряд. Искровой разряд возникает при давлении газа, близком к атмосферному (или выше), и больших напряжениях между электродами. На рис. 11.21 показана зависимость пробивной напряженности электрического поля в воздухе при р ≈ 10⁵ Па от расстояния между плоскими параллельными электродами.

В момент пробоя наблюдаются яркие ветвящиеся искровые каналы, начинающиеся и оканчивающиеся в различных местах разрядного промежутка и не обязательно достигающие электродов.

При давлении порядка атмосферного, когда произведение концентрации атомов газа на длину разрядного промежутка превышает 10²³ м^-2, напряжение зажигания искрового разряда (пробивное напряжение) практически не зависит от материала катода, а время формирования разряда на два порядка меньше, чем это следует из теории электронных лавин Таунсенда, которую поэтому нельзя считать пригодной для объяснения процессов в искровом разряде.

Т еория искрового разряда строится на основе представлений об одиночных лавинах в разрядном промежутке, приводящих к образованию стримеров. Стример представляет собой узкий высокопроводящий канал с большой степенью ионизации газа, распространяющийся от катода к аноду (отрицательный стример) или от анода к катоду (положительный стример) со скоростью порядка 10⁵ – 10⁶м/с.

Рис. 11.21

Картина развития искрового разряда может быть упрощенно описана следующим образом. При подаче высокого напряжения на электроды в области, примыкающей к катоду, появляется электронная лавина, которая будет нарастать по направлению к аноду. Помимо процессов ионизации в лавине происходит возбуждение атомов газа, причем энергия возбуждения может превышать энергию ионизации, если возбуждаются электроны внутренних оболочек, либо уже ионизированные атомы. Возбужденные атомы или ионы переходят в невозбужденное состояние за время менее 10^-8с, испуская кванты излучения, способные ионизировать атомы в объеме газа. Причиной фотоионизирующего излучения может быть также испускание квантов при столкновениях возбужденных и невозбужденных молекул. Таким образом, в разрядном промежутке появляются дополнительные лавины, вызванные фотоионизацией газа. Наибольшее значение для процесса развития разряда имеют те из них, которые возникли вблизи основной лавины или между ней и анодом. Положительный заряд, образованный ионами в канале основной лавины, своим полем, если оно превышает поле анода, втягивает дополнительные лавины, увеличивая мощность основной лавины, продвигающейся к аноду. По мере продвижения к аноду голова основной лавины расширяется за счет вовлечения побочных лавин, а также за счет диффузионного движения зарядов.

Таков механизм развития отрицательного стримера. Высокая скорость его распространения к аноду вызвана фотоионизацией газа квантами излучения, обгоняющими основную лавину. Для искрового разряда необходимо высокое давление газа, которое может обеспечить необходимую интенсивность фотоионизирующего излучения и концентрацию фотоионизированных атомов.

Дойдя до анода, основная лавина дает начало положительному стримеру. Электроны, обладающие высокой подвижностью, уходят из лавины к аноду, оставляя столб положительного заряда ионов, который постепенно продвигается к катоду, втягивая в себя побочные лавины, образованные фотоионизацией газа в пространстве между столбом и катодом. Этим объясняется и большая скорость положительного стримера, которую не может обеспечить только движение малоподвижных положительных ионов к катоду. С приближением положительного столба у катода резко возрастает напряженность электрического поля, и ток между катодом и положительным столбом увеличивается как за счет фотоионизации газа, так и за счет γ-процессов. Электронный ток нейтрализует положительный объемный заряд, превращая его в участок плазмы. Когда положительный стример доходит до катода, ток скачком возрастает, по каналу пробегает «волна ионизации», проводимость канала также резко увеличивается. Электроны в высокопроводящем канале летят с очень большой скоростью – до 10⁸м/с, а температура газа достигает ~ 10⁴К. Выделение за короткий промежуток времени большой энергии вызывает скачкообразное увеличение давления и появление в газе ударной волны, сопровождаемой звуковыми эффектами.

Резкое увеличение проводимости разрядного промежутка обусловливает при мощном источнике питания переход искрового разряда в дуговой, а при маломощном источнике – прекращение разряда до тех пор, пока напряжение между электродами опять не достигнет пробивного значения. Эрозия электродов, сопровождающая искровой разряд, может быть использована для обработки металлов.

Коронный разряд. Коронный разряд представляет собой особый вид самостоятельного разряда, наиболее отчетливо наблюдаемый на электродах с малым радиусом кривизны при давлении, близком к атмосферному. По своему характеру он несколько напоминает тлеющий разряд в сильно неоднородном электрическом поле, однако имеет ряд особенностей. Электрическая энергия преобразуется здесь главным образом в тепловую за счет передачи импульса ионами молекулам газа. В коронном разряде мала вероятность рекомбинации зарядов и невелики потери на излучение.

Коронный разряд отличается ионизацией и свечением газа в тонком слое, прилегающем к электроду с малым радиусом кривизны. Этот слой называется коронирующий областью, а остальной промежуток до второго электрода – внешней или темной областью. Внешняя область определяет ток разряда. напряженность поля в ней невелика и ударная ионизация практически отсутствует.

С повышением напряжения на разрядном промежутке размеры коронирующей области возрастают, увеличиваются яркость свечения и ток разряда. При определенном напряжении коронирующая область увеличивается до размера межэлектродного промежутка и наступает искровой пробой.

Ток коронного разряда может быть найден из решения уравнения Пуассона для внешней области. Для коаксиальных электродов это дает следующую формулу вольт-амперной характеристики:

, (11.99)

где μ – подвижность носителей во внешней области; V – напряжение на разрядном промежутке; V₃ – напряжение зажигания коронного разряда; r_a и r_b – радиусы внутреннего и внешнего электродов.

Начальная напряженность электрического поля (в кВ/м), при которой в воздухе возникает коронный разряд, определяется для коаксиальных электродов эмпирической формулой Пика

, (11.100)

где δ – отношение плотности воздуха к плотности при р = 1 ат и Т ≈ 300 К; r_a – радиус коронирующего электрода, м.

Описание физических явлений, протекающих в коронном разряде, также удобнее давать на примере разрядного промежутка с коаксиальными электродами.

Корона называется отрицательной, когда электрод малого радиуса является катодом, и положительной при положительном потенциале на коронирующем электроде. Если два электрода имеют малый радиус кривизны, они оба окружены короной (двуполярный разряд). Напряженность электрического поля между коаксиальными электродами обратно пропорциональна радиусу в цилиндрической системе координат, следовательно, она максимальна около внутреннего электрода и спадает при удалении от него.

Когда внутренний электрод является катодом, с его поверхности может быть выбит электрон (например, ударом иона или атома), который в сильном электрическом поле у катода даст начало электродной лавине. Одновременно с ионизацией происходит возбуждение атомов газа, поэтому область вокруг катода является источником свечения. Кванты излучения бомбардируют катод, увеличивая количество электронных лавин. Есть основания считать причиной вылета электронов с катода также автоэлектронную эмиссию с неровностей (шероховатостей) поверхности.

Электрическое поле спадает с удалением от катода, поэтому электроны на пути к аноду быстро теряют свою энергию. Следовательно, за пределами коронирующей области возникает пространство, в котором отсутствуют электронные лавины. Здесь электроны прилипают к молекулам газа и образующиеся отрицательные ионы медленно дрейфуют к аноду. Ток анода ограничен отрицательным объемным зарядом дрейфующих ионов. В электроположительных газах отрицательные ионы не образуются и ток во внешней области - электронный.

При положительной короне, когда внутренний электрод является анодом, случайный электрон вблизи него может образовать лавину. Положительные ионы доходят до катода и выбивают с него электроны, которые в свою очередь будут ускоряться к аноду. Сначала (во внешней области) ускоряющее их поле невелико, поэтому электроны движутся с малой скоростью и прилипают к молекулам газа, образуя отрицательные ионы. Те постепенно дрейфуют к аноду, в область все бόльших напряженностей поля, и когда отношение превысит примерно 70 В/(м · Па), отрицательные ионы разрушатся и отделившиеся свободные электроны дадут начало электронным лавинам в сторону анода.

Описанный механизм представляется все же не имеющим особо важного значения для поддержания положительной короны ввиду удаленности и большого радиуса кривизны катода. Значительно более вероятен процесс фотоионизации газа излучением положительной короны, что дает лавины, втягивающиеся к аноду и своим положительным остовом как бы увеличивающие его размеры.

Ток разряда ограничен объемным зарядом ионов, дрейфующих во внешней области. Внешняя область разряда играет роль большого балластного сопротивления и стабилизирует коронный разряд, который может в результате устойчиво протекать без ограничения внешней цепью. Поскольку подвижность носителей заряда во внешней области выше в случае отрицательной короны, вольт-амперная характеристика (кривая 1 на рис. 11.22) идет круче, чем при положительной короне (кривая 2), при прочих равных условиях.

Рис. 11.22

Ток во внешней области двуполярного разряда представляет собой сумму токов отрицательных и положительных ионов.

В определенных условиях ток коронного разряда начинает пульсировать при неизмененном напряжении на разрядном промежутке. Пульсации появляются только при наличии в разряде примеси электроотрицательных газов. Облако отрицательных ионов, образующееся при отрицательной короне, ограничивает ток разряда. Когда оно рассеивается, отодвигается от катода, ток возрастает, снова увеличивая облако ионов, уменьшающее ток, и т.д. В результате во внешней цепи наблюдаются регулярные импульсы тока (импульсы Тричеля) с частотой следования, определяемой временем рассасывания облака отрицательного объемного заряда. С повышением напряжения это время уменьшается, а частота следования импульсов возрастает. В чисто электроположительных газах импульсы Тричеля не наблюдаются. При положительной короне можно также заметить пульсации тока, которые не имеют строгой упорядоченности во времени и связаны с образованием электронных лавин или стримеров.

Коронный разряд используют в электрофильтрах, счетчиках заряженных частиц, высоковольтных стабилизаторах и ряде других ионных приборов. В то же время с ним связаны значительные утечки энергии, главным образом в высоковольтных линиях электропередачи.

Высокочастотный разряд. При подаче на электроды переменного (по знаку) напряжения картина разряда изменяется, причем характер изменения определяется частотой сигнала.

При низких частотах разряд аналогичен разряду в постоянном поле, в котором периодически изменяется положение катодных и анодных частей. Отличием является лишь несколько более высокая степень ионизации в начале каждого полупериода за счет разряда, протекавшего в течение предыдущего полупериода.

С ростом частоты характер изменения становится иным. Начиная с некоторой критической частоты различные области разряда не успевают перестраиваться в течение каждого полупериода и разряд становится симметричным, его нельзя разложить во времени на два противоположно ориентированных в пространстве разряда. Критическая частота, соответствующая началу перехода к высокочастотному разряду, зависит от типа разряда. Для таунсендовских лавин тлеющего разряда она соответствует примерно 10 кГц, для искрового разряда – 10 МГц. В дуговом разряде оба электрода разогреваются одинаково и разряд симметричен при частотах 0,1 – 1 кГц. С дальнейшим повышением частоты разряд независимо от его формы проходит через два характерных состояния. Сначала амплитуда смещения тяжелых частиц становится меньше линейных размеров сосуда и они не бомбардируют электроды. Затем, при более высоких частотах, аналогичная ситуация складывается для электронов, и с этого момента разряд переходит в сверхвысокочастотный (СВЧ) разряд. В последнем случае положительные ионы можно считать неподвижными и рассматривать лишь колебания электронов, сводя роль положительных ионов к образованию поля положительного объемного заряда.

Особенностью высокочастотного разряда является слабая зависимость большинства его типов от процессов на электродах. Разряд может протекать и тогда, когда электроды вынесены за пределы разрядной трубки, либо при его возбуждении переменным магнитным полем соленоида, когда электроды вообще отсутствуют, а разрядная трубка аналогична вторичной обмотке трансформатора, в которой индуцируется ток (безэлектродный разряд). Такой разряд возникает, например, в плазменных установках для термоядерного синтеза типа «Токамак».

Наиболее распространенным типом самостоятельного СВЧ-разряда является дуговой разряд, возникающий в довольно широком диапазоне давлений в тех частях резонаторов и волноводов, где максимальна напряженность электрического поля. Внешне дуговой СВЧ-разряд напоминает положительный столб дугового разряда при постоянном напряжении и контрагирует при увеличении давления свыше ~ 10³ Па. Объяснение механизма дугового СВЧ-разряда встречает определенные трудности, связанные, в частности, с тем, что разряд может протекать при очень низкой напряженности электрического поля – порядка 10⁴ В/м. Максимальная энергия, которую может приобрести электрон в поле такой напряженности, много меньше энергии ионизации атомов газа. При работе высокочастотной и СВЧ-аппаратуры можно также наблюдать искровой, коронный и факельный высокочастотные разряды. Высокочастотная корона оказывается пронизанной яркими светящимися полосками, затухающими вдали от коронирующего электрода. С ростом напряжения коронный разряд переходит в дуговой или искровой в зависимости от мощности источника питания.

Рис. 11.23

Факельный разряд возникает на частотах свыше нескольких мегагерц в точках максимальной напряженности поля при атмосферном давлении и имеет вид язычка пламени (факела). Вторым электродом здесь служит земля, на которую разряд замыкается емкостным током.

По аналогии с разрядами на постоянном токе можно говорить о самостоятельном и несамостоятельном высокочастотных разрядах. При большой напряженности высокочастотного поля газ ионизируется колеблющимися электронами, в том числе вновь образующимися в результате ионизации, происходит пробой разрядного промежутка и за время порядка 10^-8 – 10^-9 с устанавливается самостоятельный разряд. Напряженность поля , необходимая для зажигания, как и в случае разряда на постоянном токе, имеет минимум при определенном давлении газа (рис. 11.23). Увеличение при больших давлениях связано с уменьшением энергии, набираемой электроном на длине свободного пробега. При малых давлениях рост связан с усилением диффузионного устранения заряженных частиц из разряда, а также с уменьшением числа ионизирующих столкновений и эффективности ускорения электронов (за время свободного пробега электрона поле успевает несколько раз изменить полярность). По этой же причине при малых давлениях возрастает с увеличением частоты поля. При более высоких давлениях увеличение частоты приводит к снижению , так как, повидимому, газ не успевает частично деионизироваться к началу каждого следующего полупериода колебаний.

Если плазма газового разряда находится в постоянном магнитном поле, то напряженность поля для зажигания разряда резко падает при совпадении частоты переменного электрического поля с циклотронной частотой (при условии, что частота столкновений электронов много меньше частоты поля).

При низких давлениях и малых размерах разрядного промежутка длина свободного пробега электронов может стать соизмеримой с размерами сосуда и возникновение разряда будет обусловлено вторичной электронной эмиссией со стенок. Подобный механизм возникновения разряда особенно вероятен, когда время пролета от стенки до стенки равно полупериоду поля (вторично-электронный резонансный разряд).

Представляет интерес поведение газоразрядной плазмы, созданной за счет внешнего источника ионизации или постоянного электрического поля, на которую воздействует высокочастотное электрическое поле (в том числе поле электромагнитного излучения). Решая уравнения движения электрона и иона в поле , можно найти выражения для их скорости, а по ним определить приобретенную в поле кинетическую энергию. Если затем вычислить отношение максимальных энергий, приобретаемых электроном и ионом, то оно окажется равным обратному отношению их масс. Отсюда видно, что энергия, получаемая электронами от высокочастотного поля, на несколько порядков выше энергии, приобретаемой положительными ионами. То же самое можно сказать и относительно амплитуд колебаний электронов и ионов. Поэтому движением ионов под действием ВЧ-поля м ожно пренебречь.

Рис. 11.24

Формулы для проводимости плазмы в переменном поле были выведены в §11.4. Как следует из выражения (1.73), проводимость достигает максимума при ν_т = ω, а поскольку ν_т определяется давлением газа р, очевидно, что зависимость σ(р) представляет собой кривую с максимумом (рис. 11.24). При ω = ν_т плазма наиболее эффективно отбирает энергию от СВЧ-поля и мощность, необходимая для зажигания разряда, минимальна.

Теоретическое изучение СВЧ-разряда должно быть основано на вычислении функции распределения электронов по скоростям и координатам, которая позволит далее записать выражения для плотности тока и коэффициента диффузии электронов. Решение уравнения движения в приближении «среднего электрона» (см. § 11.4) может служить лишь для качественных оценок. В частности, оно не позволит вывести условия зажигания разряда. Ведь именно быстрые электроны, энергия которых выше энергии «среднего электрона» и больше eV_i, вызывают акты ионизации, и когда скорость образования новых электронов сравняется со скоростью их устранения из разряда, появятся условия для возникновения стационарного разряда.

Строгий подход заключается в решении кинетического уравнения для электронов с целью нахождения функции распределения, что является довольно сложной задачей.

Анализируя кинетическое уравнение, можно определить, при каких условиях все члены его изменяются пропорционально, т.е. не изменяется функция распределения. Иными словами, можно определить условия подобия СВЧ-разрядов. Наиболее существенными условиями будут

. (11.101)

Из уравнений электродинамики добавятся условия

ρ₂ / ρ₁ = j₂ / j₁ = k² . (11.102)

Здесь l – линейный размер сосуда; ρ – плотность объемного заряда электронов; k – коэффициент пропорциональности.

Инвариантами подобного преобразования для СВЧ-разряда будут, в частности, pl, , ω/p, j/p², n_el² и т.д.

Если сравнить кинетическое уравнение для СВЧ-разряда с кинетическим уравнением для разряда в постоянном поле, то окажется, что эти уравнения становятся одинаковыми, если, во-первых, диффузия в направлении поля не влияет на функцию распределения электронов по скоростям (это выполняется в плазме дугового и тлеющего разрядов) и, во-вторых, если амплитуда напряженности электрического СВЧ-поля ξ связана с напряженностью постоянного поля ξ _пост соотношением

ξ _пост ξ _эфф . (11.103)

Если пренебречь зависимостью ν_т от скорости электронов, то можно считать, что распределения электронов по энергиям в СВЧ-разряде и в постоянном поле ξ _{пост =} ξ _эфф одинаковы при одинаковых внешних условиях. При ω << ν_m ξ_эфф независимо от того, изменяется ли ν_т при изменении скорости электронов.

Использование при изучении СВЧ-разряда результатов, полученных для разряда в постоянном поле, называется методом постоянно-токовой аналогии. Это важный метод, поскольку к настоящему времени накоплен богатый экспериментальный материал, касающийся разряда в постоянном поле. В частности, он может быть применен для определения напряженности поля, при которой возникает СВЧ-разряд, тем более что решение кинетического уравнения, особенно с учетом различных механизмов устранения электронов из разряда (диффузия к стенкам, рекомбинация, захват молекулами электроотрицательных газов и т.д.), чрезвычайно сложно.

Заметим, что метод постоянно-токовой аналогии определяет условия равенства лишь изотропных составляющих функции распределения и не может быть применен для характеристик разрядов, зависящих не только от величины, но и от направления скорости.

В заключение коснемся кратко возникновения разряда в оптическом диапазоне частот. Здесь напряженность поля пробоя очень велика (порядка 10⁸ – 10⁹ В/м) и требуются особо мощные источники излучения (лазеры, работающие в режиме гигантских импульсов с мощностью в десятки мегаватт) для осуществления оптического пробоя газа. Зависимость напряженности электрического поля световой волны, необходимой для оптического пробоя, от давления газа представляет собой кривую с минимумом, который лежит при давлениях газа порядка нескольких сотен атмосфер. Положение минимума, как и в СВЧ-разряде, соответствует условию ω ≈ ν_т, когда максимальна скорость отбора энергии электроном от поля электромагнитной волны. Сдвиг минимума в область больших давлений по сравнению с ВЧ- и СВЧ-диапазонами связан с увеличением частоты колебаний.

Соболев В. Д. Физические основы электронной техники.

Голант В. Е. и др. Основы физики плазмы.

Чернетский А. В. Введение в физику плазмы.

Гапонов В. И. Электроника, ч.1.

Ворончев Т. А., Соболев В. Д. Физические основы электровакуумной техники.

90