Чистяков Ч2

Тлеющий разряд с полым катодом применяется как источник света для спектроскопии, в ионных коммутирующих приборах, газовых лазерах. Полый катод сферической формы позволил получить очень высокие концентрации электронов и ионов при небольшом токе разряда и т.д.

4. Положительный столб тлеющего разряда

Рассчитаем зависимости градиента потенциала в столбе от геометрии диэлектрической оболочки и давления газа, а также распределения плотности зарядов по сечению столба. Рассмотрим плазму, заключенную в цилиндрическую трубку. Теория, впервые предложенная Шоттки, строится на основе учёта амбиполярной диффузии и рекомбинации электронов и ионов на стенках и их возникновения в объёме столба за счёт ионизации электронными ударами; объёмная рекомбинация не учитывается. Поскольку теория диффузионная, то она рассматривается для случая средних длин свободных пробегов электронов и ионов λе и λ+ << R, где R - радиус трубки. Не учитываются также ступенчатая и термическая ионизации и ионизации за счёт ударов второго рода, поэтому расчёт не пригоден для сильноточной плазмы дугового разряда, но пригоден для плазмы столба тлеющего разряда. Теория справедлива при следующих ориентировочных диапазонах параметров: давление 0,1– 10 мм рт.ст., радиус трубки 1–5 см, токи 10-4–0,3 А, газы инертные и молекулярные, но не электроотрицательные, а также пары металлов.

Рассмотрим столб плазмы (nе = n+) с концентрацией зарядов однородной по оси и не зависящей от азимутального угла θ (рис. 12). По радиусу концентрация будет изменяться. Максимальная концентрация n0 будет на оси, а минимальная nR около стенки. Очевидно, так как на стенке заряды рекомбинируют, то n0 >> nR, отсюда при расчётах принимаем nR ≈ 0.

Поток частиц за счёт амбиполярной диффузии к стенкам

N = Da grad(n) , отсюда радиальная составляющая плотности тока

jr = e N = −e Da grad(n) .

Рис. 13. Функция Бесселя J0(√K1r)

Рис. 14. Зависимость для положительного столба тлеющего разряда

23

Величина аргумента входит в виде произведения (pR), которое не зависит от коэффициента подобия, что свидетельствует о выполнении закона подобия в этом случае.

Зависимости EZ/p = f(pR) были исследованы для многих газов и показали качественное согласие с формулой (19). Количественное расхождение результатов значительно. Например, для азота и водорода эта величина составляет 30–50%. Причина расхождения - наличие в столбе ряда процессов, которые не учитывает приведенная теория.

При тлеющем разряде в широком пространстве с удалёнными стенками столб не наблюдается, но образуется тёмный остов разряда, представляющий собой, так же как и столб, плазму. В остове существует падение потенциала, отнесённое к 1 см длины и давлению 1 мм рт.ст. Оно называется нормальным градиентом ЕН для данного газа. В столбе всегда Е > EH.

При давлениях газа, меньших приблизительно 10 мм pт.ст., и диаметре трубок в несколько сантиметров, светящийся столб заполняет всё сечение трубки. Однако по мере увеличения давления и силы тока, начиная с нескольких десятков миллиметров

ртутного столба, он суживается и отделяется от стенок трубки. При давлении

24

100 мм рт.ст. и выше столб представляет собой тонкий ярко светящийся шнур. По мере дальнейшего увеличения давления диаметр шнура всё уменьшается, а его яркость возрастает. Причина появления стянутого столба состоит в неравномерном распределении температуры по его сечению, которое особенно сказывается при увеличении давления газа до нескольких десятков миллиметров ртутного столба. По оси разрядной трубки устанавливается более высокая температура и соответственно меньшая плотность газа. Электроны, перемещающиеся в этой области, будут на длине свободного пробега приобретать энергию большую, чем в других областях, и ионизовать молекулы более интенсивно, что сопровождается увеличением плотности тока по оси разряда. Последнее вызовет дальнейшее увеличение нагрева газа, уменьшение его плотности и т.д. В результате это приведёт к появлению стянутого столбика, где протекает ток высокой плотности и образуется очень высокая температура, которая иногда приводит даже к появлению термической ионизации.

При давлении в несколько миллиметров ртутного столба и менее положительный столб во многих газах разделяется на ряд находящихся на равном расстоянии светящихся слоев - страт с тёмными промежутками между ними. В некоторых случаях наблюдаются бегущие страты, перемещающиеся или от анода к катоду, или в противоположном направлении. Большинство этих явлений объяснено более полной теорией плазмы столба, которая была развита в основном в трудах советских физиков. Столб тлеющего разряда используется в источниках света, а также в газовых квантовых генераторах (лазерах).

5. Явления в анодной области

При электрическом разряде в газах на катод попадают положительные ионы и из него эмитируются электроны, анод принимает электроны в количестве, достаточном для обеспечения необходимого тока во внешней цепи. Это подтверждает описанный в начале этой главы опыт с изменением расстояния между электродами при неизменном токе разряда (см. рис.2). При этом катодная часть разряда оставалась неизменной, а анодная многократно изменялась и по внешнему виду, и по падению напряжения у анода ∆Ua.

На пути движения электронов из катодной части, где они образуются, на анод, их объёмный заряд должен быть полностью или частично компенсирован положительными ионами, иначе возникнут «пробки» объёмного заряда электронов, и ток внешней цепи уменьшится. В отрицательном тлеющем свечении имеет место

25

полная компенсация объёмного заряда электронов ионами, которые образуются здесь в достаточном количестве.

В фарадеево тёмное пространство положительные ионы попадают из отрицательного тлеющего свечения за счёт диффузии, и при некоторых расстояниях между катодом и анодом d1, меньших критического dКР, ионы и электроны диффундируют к аноду в таком количестве, что перед анодом не образуется заметного объёмного заряда, и анодное падение близко к нулю. Однако для d > dКР число положительных ионов становится очень мало и развивается анодное падение потенциала. С дальнейшим увеличением d падение напряжения увеличивается быстро (см. рис. 2) в той степени, в которой это необходимо для достижения электронами анода и образования достаточного числа положительных ионов. Они проникают в область фарадеева тёмного пространства и улучшают компенсацию объёмного заряда, что способствует увеличению электропроводности газовой среды перед анодом. Так как ионизация газа требует более высокой энергии электронов, чем возбуждение, то перед анодом в качестве процесса, сопровождающего ионообразование, возникает возбуждение газа и образуется область анодного свечения.

При дальнейшем увеличении расстояния между электродами напряжение тлеющего разряда UТЛ изменяется мало, анодное свечение остается около анода и, таким образом, продолжает удаляться от катода. При достаточно большом значении d = dСТ появляется столб и, если увеличивать d и далее, то головка столба остаётся на одном и том же расстоянии от катода. Этим определяется полный размер области фарадеева тёмного пространства.

Таким образом, при наличии около анода или плазмы отрицательного тлеющего свечения, или фарадеева тёмного пространства анодное падение потенциала близко к нулю или положительно и равно приблизительно ионизационному потенциалу данного газа.

Исключение составляют электроотрицательные газы, в которых положительное анодное падение значительно превосходит Ui из-за образования отрицательных ионов, заметно осложняющих картину явлений у анода.

Следует отметить также, что критическое расстояние dКР, при котором появляется анодное падение потенциала, зависит от размеров анода - в случае малого анода электронный объёмный заряд около него становится более плотным, и условия компенсации нарушаются при меньшем d отсюда dКР понижается. Эта точка зрения на явления в анодной области изложена в работе [7].

26

ГЛАВА II ДУГОВОЙ РАЗРЯД

1. Виды дуг. Переход тлеющего разряда в термоэлектронную дугу

Для дугового разряда характерны падение потенциала у катода порядка 10 В и плотность тока много большая, чем у тлеющего разряда.

Дуга бывает самостоятельная и несамостоятельная. Последняя поддерживается термоэлектронной эмиссией из катода, нагреваемого от независимого источника мощности.

Самостоятельная дуга имеет две разновидности: термоэлектронную дугу и дугу с испаряющимся катодом.

Термоэлектронная дуга возникает в газе, при электродах, выполненных из тугоплавкого материала (вольфрама, молибдена, тантала, ниобия, рения, графита). В этом случае при прохождении тока высокой плотности катод или его часть, называемая пятном, разогреваются до очень высокой температуры, и возникает сильная термоэлектронная эмиссия, которая и обеспечивает большую часть тока, протекающего через газ. Термоэлектронную дугу иногда называют горячей дугой.

Дуга с испаряющимся катодом или холодная дуга образуется на катодах из любых металлов и горит в их парах. Газовая среда в этом случае или совсем отсутствует, или играет второстепенную роль. Электроны возникают также в катодном пятне за счет эмиссии, которую большинство исследователей считают автоэлектронной. В ряде случаев температура катодного пятна оказывается такой, что возможно появление кроме автоэлектронной еще и заметной термоэлектронной эмиссии. Есть все основания предполагать также, что в механизме дуги играет роль и взрывная эмиссия.

Дуга имеет катодную часть и соответственно катодное падение потенциала UК, столб разряда, имеющий градиент потенциала Е, длину l и общее падение потенциала

Для дуги характерна или падающая, или почти что горизонтальная вольтамперная характеристика при UК ~ 10 В. Первый случай имеет место для самостоятельных дуг. Например, для дуги между электродами в воздухе получена следующая эмпирическая формула:

27

Если дуга горит между горизонтально расположенными электродами в газе при высоком давлении, то столб разряда изгибается снизу вверх под действием конвекционного потока газа, нагреваемого разрядом. Отсюда и возникло, название дуговой разряд. Эта форма разряда была открыта В. Петровым в 1802 г.

Переход тлеющего разряда в термоэлектронную дугу можно наблюдать на приборе, катод которого имеет небольшую площадь и, таким образом, ток в переходной области, так же как и ток дуги, будет невелик.

На рис. 15 приведены результаты измерения вольт-амперной характеристики для прибора с катодом в форме шарика из вольфрама диаметром 1,8 мм и анодом - плоским

Тk и Is/I в зависимости от тока разряда также изображены на рис. 15.

Сначала при токе 10 мА разряд находится еще в стадии нормального тлеющего, однако по мере увеличения тока он переходит в форму аномального тлеющего и уже здесь происходит сильный нагрев катода, хотя заметной термоэлектронной эмиссии еще не возникает. Эмиссия из катода заметно влияет на ход характеристики, начиная с точки 1, в которой идеальная характеристика аномального тлеющего разряда расходится с реальной характеристикой данного прибора.

Далее в точке 2 термоэмиссия становится настолько значительной, что прекращается рост напряжения на приборе, и по мере роста тока понижается напряжение.

В уравнении самостоятельности для катодной части тлеющего разряда (3) рост эмиссии из катода независимо от причины, которая ее вызывает, увеличивает эффективное значение γ , что понижает необходимое значение ионизации ∫α dx = M. Меньшая величина M достигается соответственно при меньшей величине катодного падения UК. Дальнейшее увеличение тока увеличивает температуру катода и термоэмиссию, которая перерастает общий ток разряда.

28

Рис. 15. Вольт-амперная характеристика, температура катодного пятна и отношение эмиссионного тока пятна к току разряда при переходе от тлеющего разряда

к термоэлектронной дуге.

29

Напряжение на разрядном промежутке падает до значения, при котором лавины уже не могут образовываться, так как UК оказывается слишком малым. В этом случае термоэлектронная эмиссия целиком обеспечивает токопрохождение в газовом промежутке. Роль ионного тока оказывается очень важной – компенсация объемного заряда тока электронов (формирование плазмы), а также нагрев катода до температуры, при которой возникает интенсивная термоэлектронная эмиссия.

При этом в отличие от катодной части тлеющего разряда, где ионный ток составляет 80–90 % от общего, ионный ток развившейся дуги – всего 10–30 %. Нагрев катода производится в основном ионной составляющей тока. Ионы передают катоду кинетическую энергию, которую они приобрели в области катодного падения, а также потенциальную.

Наряду с увеличением тока, понижением напряжения UК и переходом разряда в дугу (начиная с точки 3 (см. рис. 15)) уменьшается толщина области катодного падения от нескольких средних длин свободных пробегов электронов при тлеющем разряде до значения, которое в первом приближении может быть равно длине свободного пробега иона перед катодом.

2.Катодная область самостоятельной дуги

2.1.Термоэлектронная дуга

Опыт по переходу тлеющего разряда в дугу был произведен на катоде, имеющем малую площадь; в этом случае катод в переходной стадии и в дуговом режиме имел одну и ту же температуру по всей поверхности и равномерно эмитировал электроны. В случае массивного катода сильно разогревается небольшая его часть, которая называется катодным пятном. В нем возникает распределение температуры Т, яркости свечения В и плотности тока термоэлектронной эмиссии j, показанное на рис. 16 в относительных единицах. Яркость согласно уравнению Стефана-Больцмана В ~ Т4 , еще более резкую зависимость от температуры имеет плотность термоэмиссионного тока j~T 2e−b/T .

Таким образом, основным источником термоэлектронов является не пятно в целом, а центральная его часть. Как показывает опыт, средняя плотность тока в пятне катода дуги 400–500 А/см2.

30