Плазменная электроника / ПлЭ Часть 3

мерам. Закон хорошо выполняется для всех газов в диапазоне давлений от 1 до 105 Па.

Напряжение возникновения разряда может, как повышаться, так и понижаться за счет добавления примесей к основному газу. Например, напряже-

ние возникновения разряда сильно понижается при использовании бинарной смеси, в которой потенциал ионизации метастабильных уровней атомов примеси ниже потенциала возбуждения метастабильных атомов основного газа. Благодаря этому в такой смеси с большой вероятностью протекает процесс, открытый в 1937 г. Ф. Пеннингом, и называемой пеннинговской ионизацией, например небольшая добавка аргона в неон понижает напряжение зажигания разряда в неоне.

При наличии примеси происходят столкновения возбуждѐнных метаста-

бильных атомов основного газа с атомами примеси Ам В А В е , в результате чего последние ионизируются за счѐт энергии, освобождающейся при переходе метастабильных атомов в основное состояние. Особенно велика вероятность такого процесса, если имеется близость к резонансу, т. е. энергии

возбуждения А в мало отличается от потенциала ионизации.

Типичный пример пенниговской ионизации, где атом неона метаста-

бильный: Neв (3p2 ) Ar Ne Ar e (энергия возбуждения метастабиль-

ного Neв (3p2 ) 16.62 эВ чуть выше энергии ионизации аргона 15.8 эВ).

В результате, появление такой дополнительной ионизации приводит к снижению потенциала ионизации среды и, следовательно, к снижению напряжения зажигания разряда.

Напряжение возникновения разряда также может быть снижено за счет наложения внешних факторов, вызывающих дополнительную ионизацию газа в объеме или увеличивающих эмиссию электронов из катода настолько, что в межэлектродном пространстве при прохождении электронно-ионных лавин формируется заметный объемный заряд, искажающий электрическое поле. До формирования заметного объемного заряда плотность тока эмиссии катода влияния на напряжение возникновения разряда не оказывает.

Следует иметь в виду, что закон Пашена нарушается при значительном уменьшении давления газа p или расстояния между электродами d, когда средняя длина свободного пробега электронов и ионов становится большей

59

по сравнению с d. Например, при расстоянии между электродами 10–2 м нарушение закона Пашена заметно при давлении газа порядка 10–4 Па. При этих условиях уменьшение давления газа уже не вызывает повышения напряжения возникновения разряда, а уменьшение расстояния между электродами приводит к снижению его значения. Одна из причин такого явления состоит в том, что эмиссия электронов из катода определяется здесь уже не вторичной ион- но-электронной эмиссией, а в основном электростатической эмиссией. Снижению напряжения возникновения разряда способствует также и электронностимулированная десорбция газа из анода. Нарушение закона Пашена наблюдается также и при высоких давлениях газа, когда разряд развивается в форме искры.

27. Вывод уравнения Uзаж f ( pd) (вывод уравнения из лабораторной

работы «Расчет напряжения зажигания газового разряда»)

60

28. Структура тлеющего разряда

Тлеющий разряд – это самостоятельный разряд в газе с холодным ка-

тодом. Для него характерна бόльшая плотность тока по сравнению с током несамостоятельного разряда, которая вызывает искажение электрического поля между электродами. Поэтому в тлеющем разряде наблюдается нелинейное распределение потенциала между электродами и отличие напряжения возникновения разряда от напряжения его поддержания.

В результате бомбардировки катода положительными ионами возникает ионно-электронная эмиссия. При наличии ускоряющего поля между анодом и катодом ион способен выбить вторичный электрон в том случае, если его энергия (сумма кинетической и потенциальной энергий) превышает работу выхода e 0 . При этом энергия должна превышать работу выхода, так как необходимо освободить два электрона, один из которых идѐт на нейтрализацию положительного иона.

Выход вторичных электронов характеризуется коэффициентом ионноэлектронной эмиссии i – числом вторичных электронов, приходящихся на один ион. Коэффициент вторичной эмиссии зависит от природы (типа) иона и его энергии, а также от металла и состояния его поверхности. Для чистых металлов i растѐт с увеличением энергии и при энергиях более 105…106 эВ

i 10.

Вгазовом разряде ионы попадают на катод вместе с быстрыми атомами

( а ), появляющимися в результате перезарядки, и фотонами ( ф ). Поэтому

выход вторичных электронов комплексного процесса под действием различных факторов описывается обобщѐнным коэффициентом вторичной электронной эмиссии i а ф .

Отличительным признаком тлеющего разряда является образование вблизи катода слоя с большим положительным объемным зарядом. Здесь имеет место наибольший градиент потенциала, а падение напряжения в слое положительного объемного заряда называют катодным падением.

Падение потенциала на прикатодной области составляет обычно несколько сотен вольт, а размер этой области устанавливается такой, что обеспечиваются условия поддержания разряда за счет ионизационных процессов в газе и эмиссионных – на катоде. Для катодов из чистых металлов падение

61

напряжения составляет 100–180 В, а для активированных – 40…100 В. Особенностью тлеющего разряда является слоистая структура, характе-

ризующаяся чередованием темных и светлых областей. Эти слои хорошо наблюдаются при низких давлениях газа (порядка 10–1 мм рт.ст) и достаточно большом расстоянии между электродами. Интенсивность свечения светлых областей различна, как и различны происходящие в них элементарные процессы.

На рис. 2.4 приведена характерная структура чередующихся светлых и темных слоев в разрядной трубке, а также распределение яркости (B), напряжения (U), напряженности электрического поля (E), плотности тока (j), плотности избыточного пространственного заряда ( i e ) и концентрации заряженных частиц (n). К катоду прилегает очень узкое астоново темное пространство 1. Затем следует тонкий слой катодного свечения 2, за кото-

62

рым расположено темное катодное (Круксово) пространство 3. Следую-

щая за ним область – это отрицательное свечение 4, которое затухает в направлении анода и переходит в темное Фарадеево пространство 5. За ним начинается однородно светящийся положительный столб 6. Разряд закан-

чивается темным анодным пространством 7 и узкой пленкой анодного

свечения 8.

Процессы, протекающие в газовых разрядах между электродом и почти однородной плазмой, называются приэлектродными. В противоположность однородному положительному столбу плазмы, где ток протекает под действием электрического поля, в приэлектродных областях значительную роль играют процессы переноса заряженных частиц за счѐт диффузии и под действием градиента температуры. В непосредственной близости от электрода распределения электронов и ионов по скоростям, как правило, отличаются от распределения Максвелла.

Рис. 2.5. Горение тлеющего разряда при различных газовых наполнениях

Условие самостоятельности разряда обеспечивается процессами как в катодных частях разряда, так и на катоде, где под действием бомбардировки катода положительными ионами и фотоэффекта возникают новые, вторичные электроны, принимающие участие в ионизации атомов газа. Эти процессы обусловливают, как правило, равномерную плотность тока вторичных электронов на катоде и, соответственно, равномерную структуру катодного слоя. Положительный столб, в отличие от катодных областей, напротив, не является существенной частью разряда, а его роль заключается в том, чтобы обеспечить замкнутую цепь тока в разряде. При определенном расстоянии между электродами, которое называется критическим, положительный столб исчеза-

63

ет. Катодные части разряда при этом не изменяются. Следует отметить наличие большого пространственного заряда и сильного поля у катода, которое почти линейно спадает до очень малой величины около катодной границы отрицательного свечения.

В катодных частях разряда преобладает направленное движение электронов и положительных ионов, тогда как положительный столб представляет собой низкотемпературную газоразрядную плазму, в которой доминирует хаотическое движение зарядов.

Иногда катодным темным пространством называют всю область до границы отрицательного тлеющего свечения. На эту область приходится основная доля падения напряжения на разряде.

Таблица 2.4.

Нормальное катодное падение потенциала (Uк.н), В

За областью катодного темного пространства следует отрицательное тлеющее свечение, которое имеет резкую границу со стороны катода и размытую со стороны анода. В отрицательном тлеющем свечении электрическое поле мало. Ионизированный газ представляет собой почти квазинейтральную плазму, пронизываемую потоком быстрых электронов из катодного темного пространства. Излучение тлеющего свечения обусловлено в основном рекомбинацией медленных электронов, потерявших энергию на упругих столкновениях в области катодного падения, с положительными ионами.

Следующее за отрицательным тлеющим свечением Фарадеево темное пространство, в котором энергия электронов столь мала, что большинство из них испытывают только упругие соударения, является переходной областью от катодных частей разряда к положительному столбу. В конце этой области

64

электроны приобретают энергию, достаточную для возбуждения и ионизации атомов газа. Возникает положительный столб, характеризующийся значительной степенью ионизации атомов, равенством концентраций электронов и положительных ионов (взаимной компенсацией их объемных зарядов), и изза малой напряженности поля беспорядочное движение частиц преобладает над направленным. Продольный градиент потенциала в столбе разряда устанавливается таким, чтобы генерация новых зарядов точно компенсировала рекомбинацию и уход зарядов на стенки.

В прианодной области электроны притягиваются анодом, а ионы отталкиваются. В результате перед анодом возникает отрицательный пространственный заряд, вызывающий увеличение электрического поля, ускоряющего электроны, и анодный скачок потенциала. Увеличение скорости движения электронов под действием этого перепада потенциала является причиной усиления ионизирующей и возбуждающей способностей электронов и появления пленки анодного свечения.

Электроны, покидающие катод под действием бомбардировки положительными ионами, имеют малые начальные энергии. Поэтому в непосредственной близости от катода процессы возбуждения и ионизации малоэффективны, результатом этого является темная область малой толщины (рис. 2.4, область 1).

По мере движения в поле катодного падения потенциала энергия электронов увеличивается и там, где она становится достаточной для возбуждения молекул газа, возникает катодное свечение (область 2). На некотором расстоянии от катода (в пределах тлеющего свечения) энергия электронов оказывается достаточной для ионизации атомов, потенциал ионизации которых обычно превышает потенциал ионизации молекул. Однако с ростом вероятности ионизации увеличение энергии приводит и к уменьшению вероятности возбуждения, поэтому после катодного свечения наблюдается сравнительно темное Круксово пространство (область 3). Внешняя граница этого круксова пространства примерно совпадает с границей катодного падения потенциала. Кривая распределения потенциала имеет в этой области максимум, а напряжѐнность поля падает до нуля.

Эта часть разряда имеет резкую границу со стороны катода и размытую со стороны анода. В ней электрическое поле мало. Ионизованный газ представляет собою почти квазинейтральную плазму, которая пронизывается по-

65

током быстрых электронов из катодного темного пространства. На роль быстрых электронов в этой области указывает прямая связь между энергией электронов и длиной отрицательного тлеющего свечения (область 4). Кроме быстрых электронов, в отрицательном тлеющем свечении имеется значительное число медленных электронов, испытавших в катодном темном пространстве неупругие столкновения и потерявших при этом большую часть своей энергии. Эти электроны обладают энергиями, близкими к максимуму функции возбуждения, и вызывают свечение газа с линейчатым спектром, определяемым природой атомов. Кроме того, излучение отрицательного свечения может быть вызвано рекомбинацией зарядов, вероятность которой велика у медленных электронов.

В сторону анода напряженность поля несколько возрастает, и интенсивность свечения этой области разряда постепенно надает вследствие уменьшения вероятности рекомбинации.

Роль ионов, возникающих в отрицательном свечении и диффундирующих в катодное темное пространство, по-видимому, невелика для поддержания нормального разряда. Их значение возрастает в аномальных разрядах с большой плотностью тока.

Следующее за отрицательным тлеющим свечением Фарадеево темное пространство (область 5) является переходной областью от катодных частей к положительному столбу (область 6). Здесь электроны приобретают энергию в слабом электрическом поле, но эта энергия проявляется в их хаотическом движении. В начале положительного столба она возрастает настолько, что имеет место заметное возбуждение и ионизация атомов газа электронами. Существенное отличие фарадеева темного пространства от катодного темного пространства состоит в том, что в первом энергия электронов слишком мала для возникновения свечения газа, а в последнем – слишком велика.

Положительный столб тлеющего разряда представляет собой плазму с малой (относительно катодного темного пространства) напряженностью поля. При стационарном токе величина напряженности поля устанавливается такой, чтобы компенсировать потери заряженных частиц. Эти потери обусловлены либо диффузией электронов и ионов на стенки трубки (если длина положительного столба значительно больше его диаметра) или на анод и в катодные области (в случае короткого положительного столба), либо рекомбинацией носителей зарядов в объеме. При очень низких давлениях газа, когда

66

длина свободного пробега ионов i больше радиуса трубки, частицы движутся к стенкам и рекомбинируют на поверхности трубки.

Таким образом, положительный столб можно рассматривать как самостоятельную область разряда, существующую в известной степени независимо от катодных частей.

Вблизи анода имеется сравнительно узкое темное пространство и анодное свечение (области 6 и 7). Появление этих частей связано с граничными условиями аноде. Электроны притягиваются анодом, положительные ионы отталкиваются. Перед анодом образуется отрицательный объемный заряд, вызывающий изменение потенциала – порядка потенциала ионизации газа. Если приблизить анод к катоду настолько, что он попадает в Фарадеево темное пространство, то анодное падение потенциала исчезает.

При высоких давлениях область катодного темного пространства не наблюдается, и максимум температуры соответствует положительному столбу, здесь же максимальна яркость свечения газа. При более низких давлениях, когда становится видимым темное катодное пространство, максимум температуры лежит вблизи катода. Заряженные частицы получают от поля в этой области большую часть своей энергии.

67

29. Зависимость катодного падения напряжения тлеющего разряда от плотности тока на катоде

Перепад потенциала в столбе разряда (при не очень длинной трубке) небольшой и падение напряжения определяется главным образом катодным падением потенциала Uк .

Анализ процессов в тлеющем разряде требует использования уравнения Пуассона, связывающего потенциал разрядного пространства с плотностью нескомпенсированного объемного заряда для данной точки

Уравнение Пуассона для плоскопараллельных электродов с учетом наличия в объеме электронов и положительных ионов имеет вид:

плотности электронного и ионного направленных токов; ve и vi – скорости электронов и ионов, соответственно.

В катодной области тлеющего разряда имеется значительный объемный заряд электронов e и ионов i , для описания которого используется уравнение Роговского, полученное из уравнения Пуассона:

При рассмотрении процессов в катодной области зависимость напряженности поля аппроксимируют прямой линией. В этом случае напряженность поля Е0 на катоде можно выразить через катодное падение напряженияUк и ширину dк участка катодного падения потенциала, откуда Е0 2Ecp 2 Uк / dк . Производная от напряженности поля в катодной об-

ласти постоянна и равна dE / dx Е0 / dк .

Для точек, расположенных у поверхности катода, уравнение Роговского (2.9) принимает вид

68