Материал: Физика тлеющего разряда

3. Вольт-амперная характеристика разряда между электродами

В [Саенко, 1990, с. 10] говорится, что если электрическое поле между электродами разрядного промежутка становится большим, в межэлектродном пространстве начинают сказываться неупругие удары электронов с атомами, вследствие которых появляются возбужденные атомы, ионы и электроны. Наиболее активными частицами в разреженных газах по отношению к ионизирующей способности являются электроны. Образовавшиеся электроны будут ускоряться и, в свою очередь, ионизировать атомы газа, т. е. ионизация будет нарастать, подобно нарастанию снежной лавины при скатывании с горы.

Для поддержания процесса развития электронных лавин необходимо, чтобы число электронов, выбитых из катода вследствие ионно-электронной эмиссии всеми ионами одной лавины, было не меньше одного исходного электрона. В этом состоит условие зажигания самостоятельного электрического разряда в разреженном газе и условие поддержания разряда в стационарном состоянии.

Разряд, который существует без внешних ионизаторов, называется самостоятельным. Началу ионизации электронным ударом соответствует участок кривой BC. (Рис. 3.1.) При этом внешние факторы ионизации еще необходимы. С прекращением их действия прохождение тока также прекращается и разряд обрывается. В точке С напряжение достигает пробивного значения V₃,(потенциал зажигания) ток скачкообразно возрастает на несколько порядков, пока не ограничится разрядным сопротивлением. На участке CD разряд характеризуется настолько слабыми возбуждением и ионизацией, что свечение и пространственный заряд практически отсутствуют, условия прохождения тока соответствуют простейшей теории лавин ионизации Таунсенда, поэтому эта форма разряда называется темновым, или таунсендовским, разрядом [Cаенко, стр. 11]. Такой самостоятельный разряд действительно наблюдается на опыте, в обычных трубках - при токах i~10^-10-10^-5 А. Из-за чрезвычайной малости газ совсем не светится. Ток регистрируют высокочувствительными приборами. [Райзер, 1987, с. 261]

[Саенко, стр. 11]: В точке D ионизация возрастает настолько, что начинает сказываться появление положительного пространственного заряда у анода. Происходит это потому, что наибольшее число ионизации в лавине происходит как раз у анода, быстрые электроны за 10^-8- 10^-9 с уходят на анод, а медленные ионы (их масса в тысячи и более раз больше массы электрона) под действием того же электрического поля медленно, за 10^-5 - 10^-6 с, уходят на катод. Потому число ионов вблизи анода возрастает и потенциал пространства у анода повышается. Как следствие при мало меняющемся анодном напряжении V₃ в промежутке «катод - пространственный ионный заряд» электрическое поле возрастает, а в промежутке «пространственный заряд - анод» ослабляется, т. е. меняется распределение потенциала пространства в разрядном промежутке так, что электрическое поле начинает сосредоточиваться у катода, а возле анода оно ослабляется.

Для условий развития последующих лавин Таунсенда это равносильно уменьшению расстояния d между электродами. По условиям зажигания разряда уменьшение расстояния d должно приводить к зажиганию разряда при меньших анодных напряжениях. Следовательно, появление пространственного заряда в разрядном промежутке должно при водить к тому, что разряд будет поддерживаться при меньших V_a. т. е. на вольт-амперной характеристике должен наблюдаться спад (участок DE). При этом формируется область прикатодного падения потенциала, а за ней положительный столб плазмы и возникает нормальный тлеющий разряд (участок EF). Ток разряда при этом составляет 10^-6 - 10^-1 А. [Саенко, 1990, с. 12]

Нормальный тлеющий разряд обладает замечательным свойством. При изменении разрядного тока плотность его на катоде остается неизменной. Меняется площадь на катоде, в которую втекает ток [13, стр. 361]. Свечением покрыта (и эмиттирует электроны) только часть катода. С возрастанием тока «работающая» область катода увеличивается, и плотность тока сохраняется [Чернетский, 1969, с. 165].

[Чернетский, 1969, с. 165]: Когда вся поверхность начинает эмиттировать электроны (это заметно потому, что она полностью покрывается свечением), разряд переходит в режим аномального. Число электронов, которое обеспечивает дальнейшее повышение тока, теперь уже не может возрастать из-за увеличения эффективной площади катода. Остается единственная возможность - нужно, чтобы повысилась интенсивность ионизации в объеме. Но для этого необходимо, чтобы электроны, ускоряемые в катодном падении потенциала, имели большие скорости. Значит, требуется поднять напряжение на разрядной трубке. Таким образом, мы получаем возрастающий участок вольт-амперной характеристики.

Поднимая напряжение с целью увеличения скорости электронов, одновременно сильнее ускоряем в катодном падении ионы, которые .все интенсивнее бомбардируют катод. Последний разогревается настолько, что возникает заметная термоэлектронная эмиссия. Катод уже способен выделять необходимое количество электронов без усиленной бомбардировки его ионами. Катодное падение потенциалов начинает уменьшаться. Можно уменьшить и общее напряжение, необходимое для поддержания разряда, который переходит в дугу спадающей характеристикой. Ток разряда дуги составляет 10^-1 А и выше. [Чернетский, 1969, с. 136]

Из [Саенко, 1990, с. 12] также узнаем, что рост числа и энергии ионов, бомбардирующих катод, не может продолжаться беспредельно. Вообще говоря, возможны два варианта. Если катод изготовлен из тугоплавкого материала, температура термоэмиссии ниже температуры испарения, он нагревается. Когда нагрев катода достигает температуры термоэмиссии, падение напряжения на разряде резко уменьшается, разряд переходит в термоэлектронную дугу (участок GK) Для поддержания термоэмиссии из катода не нужны высокие энергии ионов, достаточно их высокой плотности. [Саенко, 1990, с. 12

Если катод изготовлен из легкоплавкого материала, вступает в действие иной механизм эмиссии электронов: в катоде возникают локально разогретые участки, называемые катодными пятнами. Наряду с термоэмиссией в них под действием сильного электрического поля ионов происходит автоэлектронная эмиссия электронов, для которой также не требуется большой энергии ионов, поступающих на катод, и напряжение на разряде снова падает до нескольких десятков вольт (участок KL). Развивается дуговой разряд с холодным катодом. Словом «холодный» обозначается интегрально низкая температура всего катода в целом, но не катодных пятен, где температура значительно выше температуры испарения. Механизм образования и функционирования катодных пятен окончательно не установлен. [Саенко, 1990, с. 12]

4. Катодный слой

.1 Теория области катодного падения тлеющего разряда

а) Предположение о возникновении и уничтожении заряженных частиц в области катодного падения. Предполагается, что в каждой точке области катодного падения электроны ионизируют с коэффициентом ионизации α, соответствующим напряженности поля Е, имеющей место в данный момент времени. При этом не принимается во внимание, что однозначное соответствие между α и Е имеется только тогда, когда Е остается до некоторой степени постоянным на расстоянии многих свободных пробегов электрона. Если электрон движется при убывающей напряженности поля, как это имеет место в области катодного падения, то α в действительности будет больше, чем это соответствует напряженности поля в данной точке. Фактически пространственный заряд и плотность тока будет таким образом, больше, чем это получается из расчета. Соответственно, будет меньше и действительное катодное падение, необходимое для образования достаточного числа ионов.

Мы предполагаем, что положительные ионы не ионизируют в объеме газа (β=0), а освобождают электроны лишь при ударе о катод (γ≠0). При этом мы полагаем, что γ зависит от материала катода и от природы газа и не зависит от скорости ионов. Нужно представить себе, что уничтожение заряженных частиц происходит путем передачи их заряда электродам. Рекомбинация в объеме газа, вероятнее всего, имеет второстепенное значение в виду большой напряженности поля и больших скоростей ионов и электронов.

b) Предположение о движении заряженных частиц в области катодного падения. Скорость положительных ионов может быть вычислена из подвижности и напряженности поля. Но это годится только для достаточно обширных областей с однородной напряженностью поля. В действительности же скорость переноса меньше, если пройденные ранее напряженности поля были меньше, чем рассматриваемые в данный момент, и наоборот. Так как положительные ионы движутся к катоду через области с возрастающей напряженности поля, то их действительная скорость меньше, чем предположенная. Образованные ионизацией положительные ионы будут, таким образом, медленнее удаляться из области катодного падения к катоду и создадут пространственный заряд большей плотности. [Энгель, 1935, с. 85].

c) Предположение о характере поля в области катодного падения. На рис. 4.1 вычерчен в увеличенном масштабе измеренный ход поля в области катодного падения, соответствующий рис.1.1. В большей части области катодного падения напряженности поля с большой степенью приближения линейно убывает с удалением от катода. Отклонения от линейного хода имеют место лишь в непосредственном соседстве с катодом и в конце области катодного падения. Действительный ход убывания напряженности поля в соседстве с катодом до сих пор экспериментально точно не установлен. Поэтому если пренебречь отступлениями в этой области, то это вовсе не должно означать грубого отклонения от действительности. Ход поля к концу области катодного падения отличается от линейного хода в областях с очень малой напряженностью поля, где вероятность ионизации уже очень мала, так что и здесь этим отклонением можно пренебречь. Принятое нами поле представлено на рис. пунктирной линией. Оно характеризует двумя величинами: расстояние d, на котором поле падает до значения 0, и напряженностью поля Е₀ на поверхности катода. Величина d при этом приблизительно равна толщине области катодного падения, т.е. расстоянию от катода до границы тлеющего свечения. Однако действительная толщина области катодного падения больше, потому что экстраполяция хода поля, найденного непосредственными измерениями приводит к Е=0 только позади границы тлеющего свечении. В дальнейшем задается только лишний ход поля, но без задания Е₀ и d. Пространственные заряды, ведущие к образованию этого поля, состоят исключительно из положительных ионов; отрицательные ионы исключаются, а электронным пространственным зарядом можно пренебречь вследствие большой подвижности электронов [Энгель, 1935, с. 85].

4.2 Темное катодное пространство

Определить границу темного катодного пространства по положению катодного свечения не всегда возможно. В некоторых газах, как Н₂ и Не, резких очертаний катодное свечение не имеет ни с одной, ни с другой стороны. В этих случаях граница, отделяющая темное пространство от катодного свечения, определяется по резкому изменению силы поля, которая падает почти до нуля в катодном свечении и имеет очень незначительную величину в темном катодном пространстве. Другой способ заключается в измерении падения потенциала на трубке при разных расстояниях между катодом и анодом. Когда анод переходит границу катодного свечения при уменьшении расстояния, разность потенциалов начинает быстро расти, и начало этого возрастания очень близко соответствует границе темного пространства, определяемой визуальным способом. При нерезкой границе различные способы измерения катодного пространства могут дать различные результаты.

Кроме длины темного пространства, важную роль играет катодное падение потенциала, т. е. разность потенциалов между поверхностью катода и границей катодного свечения. Это падение в некоторых случаях является главной частью разности потенциалов на электродах и измеряется сотнями вольт. По сравнению с ним падение в положительном столбе очень невелико при условии, что длина трубки не чрезмерно велика.

Сила поля в темном пространстве достигает больших значений, она возрастает по направлению к катоду от нуля или почти от нуля на границе катодного свечения [Рожанский, 1937, с. 257].

.2.1 Ионизация газа и получение объемного заряда

Для поддержания разряда необходимо, чтобы катод являлся источником электронов. В электрическом поле у катода электроны получают энергию, достаточную для ионизации газа. При пробеге внутри темного катодного пространства они ионизуют газ. Образующиеся электроны ускоряются полем и могут, в свою очередь, производить ионизацию, когда их энергия достигает нужной величины. Образующиеся положительные ионы движутся к катоду, но приобретают скорости значительно меньшие, чем скорости электронов. Вследствие этого их концентрация в темном пространстве больше концентрации электронов, и, следовательно, они создают положительный объемный заряд. Концентрация электронов почти всюду в темном катодном пространстве настолько мала, что, рассчитывая плотность объемного заряда, мы будем учитывать только концентрацию положительных ионов [Рожанский, 1937, с. 257].

Ионы образуются по всей толще катодного пространства. Мы видели, что ионизация электронами зависит от скорости их и, строго говоря, должна быть различна в различных расстояниях от катода. Но, с другой стороны, число ионов, образуемых на 1 см пути, имеет максимум для электронов с энергией около 100 V, после чего она медленно убывает. Ввиду этого можно считать, что в большей части катодного пространства, где электроны имеют скорости большие, чем 100 V, ионизация приблизительно одинакова повсюду. Исключением является слой, непосредственно прилегающий к катоду, где электроны еще не получили нужной скорости. [Рожанский, 1937, с. 257]

Размеры темного астонового пространства, в нормальном тлеющем разряде обратно пропорциональны давлению. Это означает, что на длине L при разных давлениях (но при прочих равных условиях), согласно закону подобия, должно откладываться одно и то же число средних свободных пробегов, на которых электроны набирают энергию, достаточную для возбуждения газа. Размеры астонова пространства в нормальном разряде в широких пределах не зависят также от тока, но с переходом к аномальному начинают уменьшаться с повышением силы тока и давления газа [Чернетский, 1969, с. 138]

4.2.2 Переносчики тока в темном катодном пространстве

Образующиеся в темном пространстве ионы, ударяясь о поверхность катода, вызывают испускание электронов. Так как вероятность выбивания электрона из металла меньше единицы, то число положительных ионов, достигающих катода, меньше числа электронов, вылетающих из катода. Таким образом у самой поверхности катода ток переносится преимущественно положительными ионами. Наоборот, у противоположной границы темного пространства, где скорости ионов очень малы, почти весь ток переносится электронами. [Рожанский, 1937, с. 257]

.2.3 Процессы, ведущие к термоионизационной неустойчивости катодной области

[Смирнов, 2001,с. 31]: Быстрые нестационарные процессы в сильном электрическом поле катодного темного пространства (КТП) определяют неравновесность многих из рассматриваемых процессов. В КТП ионный ток значительно больше электронного и энергетический спектр электронов неэффективен для возбуждения колебаний молекул. Газ в КТП не излучает из-за того, что энергия электронов больше оптимального уровня возбуждения соответствующих электронных состояний молекул и, тем более, колебательных. Поэтому энергия, вкладываемая в катодный слой через ионный ток, переходит сначала в поступательную энергию молекул, а затем частично релаксирует в колебательную. Колебательная температура отстает от поступательной, уменьшая скорость диссоциации молекул. В сильном поле КТП средняя скорость ионов значительно больше тепловой скорости молекул. В каждом акте перезарядки, характеризующейся высокой эффективностью, ион превращается в быструю молекулу, а молекула - в медленный ион, который затем ускоряется полем. Благодаря столкновениям быстрых молекул (N₂*) с основным фоном медленных происходит неравновесная диссоциация; например,

₂*+ М → 2М, М = N₂,N.

Эти процессы развиваются на фоне нестационарной газодинамики, когда рост температуры газа вызывает экспоненциальный рост скорости ассоциативной ионизации

+ N → N₂* + e.

При достаточно высокой температуре газа она достигает уровня ударной ионизации

₂ + е → N⁺₂ + 2e,

которая в обычных условиях обеспечивает рост тока электронов в катодном слое и существование разряда. Этот момент является критическим для функционирования разряда, так как, если с повышением скорости термической ионизации не произойдет компенсирующего уменьшения электрического поля, ток будет возрастать. Это положительная обратная связь между температурой газа и плотностью тока, ведущая к развитию неустойчивости катодного слоя. Согласованные расчеты показывают, что при постоянной плотности тока компенсирующее уменьшение напряженности поля и катодного падения потенциала все-таки происходит. Следовательно, при достаточно высоком уровне ассоциативной ионизации ВАХ катодного слоя становится падающей, но известно, что на падающем участке ВАХ катодный слой неустойчив, к увеличению плотности тока и уменьшению диаметра токового пятна. Это свидетельствует в пользу корреляции между повышением интенсивности ассоциации ионизации до некоторого критического уровня и образованием преддугового катодного пятна.[Смирнов, 2001,с. 31]