Материал: Физика тлеющего разряда

Одно из объяснений существования аномальных разрядов основано на увеличении коэффициента вторичной эмиссии катода γ за счет фотоэффекта под действием излучения ультрафиолетовой области спектра из катодного темного пространства и отрицательного тлеющего свечения.

Плотность тока электронов из катода складывается из электронов, выбитых положительными ионами, и электронов, освобожденных из катода путем фотоэффекта:

j_e(0)=γ_pj_p(0) + γ_νf_dn_νdj_e(0)+γ_νf_gn_νgj_eg.

Здесь γ_p - число электронов, вылетающих из катода под действием положительных ионов, отнесенное к числу ионов, приходящих на катод; γ_ν - квантовый выход фотоэффекта в электронах на падающий квант частоты ν; f_d - часть фотонов, образованных в катодном темном пространстве, которые достигают катода; f_g - часть фотонов из отрицательного свечения, достигающих катода; n_νd - количество фотонов с hν>φ_m (работы выхода), приходящихся на один электрон в катодном темном пространстве;

n_νg - число таких фотонов, приходящихся на один электрон в отрицательном свечении; j_eg - плотность электронного тока в отрицательном свечении.

Бадареу, Ной, Ханцше выражают сомнение в том, что увеличение тока в аномальном разряде вызывается фотоэмиссией катода. Опыты в парах ртути показали, что вклад фотоэффекта в эмиссию электронов катодом невелик, при этом он возрастает с понижением давления газа и с увеличением анодного напряжения.

Ной считает, что γ_ν никогда не превышает 10% эмиссии катода. Кроме изучения роли фотоэффекта в аномальном разряде, Бадареу с сотрудниками убедительно показали большую роль перезарядки в механизме движения ионов, которая приводит к появлению в разряде быстрых атомов и молекул, способных вызвать увеличение коэффициента γ и ионизацию газа в объеме. При таких условиях необходимо учитывать неустановившийся характер движения ионов в неравномерном поле, особенно вблизи границы отрицательного тлеющего свечения.

Другое объяснение существования сильноточных аномальных разрядов заключается в том, что эмиссия электронов из катода возрастает из-за усиления потока ионов из отрицательного тлеющего свечения, характеризуемого коэффициентом эффективности плазмы δ. При этом необходимо учитывать неравновесный характер движения электронов, проявляющийся в виде зависимости коэффициента ионизации α не только от напряженности поля в данной точке разряда, но и от пройденной электроном разности потенциалов: α(Е/р, U) [Грановский, 1971, с. 311].

Зависимость относительной плотности тока j/p² от катодного падения V_к для аномального тлеющего разряда приведена на рис. 4.7.

4.6 Затрудненный разряд

Какую роль играет темное катодное пространство для поддержания тлеющего разряда, показывают изменения катодного падения при сближении электродов. Исследуя эту зависимость, Гюнтершульце нашел, что при приближении анода к катоду, пока он находится в области катодного сияния, напряжение остается постоянным или даже в некоторых случаях уменьшается. Но на некотором расстоянии от оптической границы катодного сияния начинается возрастание напряжения. Это возрастание происходит очень круто при дальнейшем уменьшении расстояния. На рис. 4.8 приведены результаты измерений в азоте при разных давлениях (верхняя кривая при давлении 0,13 мм Hg, нижняя- при 0,63 мм). Изменение напряжения при уменьшении расстояния очень сходно как в случае нормальной, так и аномальной плотности тока и катодного падения. [Энгель, 1935, стр. 83]: Анод бомбардируется первичными электронами, обладающими еще значительной энергией, так как эти электроны уже не могут теперь полностью отдать свою энергию в объеме газа. Таким образом только часть энергии, воспринятой первичными электронами, тратится на ионизацию и возбуждение, остальная часть превращается в тепло при входе первичных электронов в анод. Следовательно, если бы поле перед катодом оставалось постоянным, то первичные электроны могли бы образовать в газовом пространстве меньше ионов, чем при далеко отстоящем аноде. Тогда на катод не поступало бы то количество ионов, которые необходимы для поддержания стационарного тлеющего разряда. Для того чтобы при подобном малом расстоянии между электродами сохранялся такой «затрудненный разряд», в ионизации должны принять участие также вторичные, третичные и так далее электроны. Затрудненный разряд может поэтому существовать только при значительно больших силах поля (также при большом γ), чем свободный разряд. Если при постоянной силе разрядного тока сблизить электроды больше, чем до определенного критического состояния, то напряжение на электродах должно сильно возрасти; нарастание напряжения тем больше, чем меньше расстояние между электродами (Рис. 4.9 ).

Так как при наличии положительного столба при сближении электродов потенциал горения уменьшается, то при каждом определенном расстоянии должен существовать минимальный потенциал горения. Если расстояние между электродами равно только половине расстояния, соответствующего минимуму напряжения горения, то разрядное напряжение может стать в десятки раз больше минимального потенциала горения, а при 1/10 этого расстояния оно может вырасти в сотни и даже тысячи раз. В сильно затрудненном разряде можно обнаружить только первый катодный слой и часть темного катодного пространства [Энгель, 1935, с. 84].

Дальнейшее сближение электродов требует все больших напряжений для поддержания той же силы. Если напряжение не увеличивается, то резко убывает сила тока. Чем меньше расстояние между электродами, тем, стало быть, больше затруднен разряд [Рожанский, 1937, с. 274].

Затрудненный разряд (перевод немецкого термина „behinderte Entladung") мы должны определить как разряд при таком сближении электродов, когда начинается быстрый рост напряжения, т. е. когда поверхность анода близка к границе катодного сияния или даже находится за этой границей внутри темного пространства [Рожанский, 1937, стр. 274].

4.6.1 Аномалии в затрудненном разряде

Энгель в пишет: если в затрудненном тлеющем разряде увеличить напряжение на электродах, то, вообще говоря, возрастает также и плотность тока. Но при известных условиях это возрастание плотности тока снова может перейти в уменьшение, даже до нуля (см. рис.4.10, В - А), и только при еще больших напряжениях на электродах плотность тока начинает снова расти. Это явление, имеющее место лишь в очень узкой области pd, происходит, вероятно, вследствие перехода через максимум функции ионизации, так что электроны при увеличении напряжения ионизируют все меньше и, в конце концов перестают давать нужное для выполнения условий стационарности количество положительных ионов. Энергия электронов отдается при этом аноду, близкое положение которого препятствует в этом случае дальнейшей ионизации газа. При еще больших напряжениях возрастает число электронов γ, освобождаемых из катода одним ионом, и ионизация производится в объеме газа также и ионами.

4.7 Ограниченный разряд

Нарастание потенциала горения имеет место тогда, когда изолирующие боковые стенки расположены в области катодного падения очень близко к разряду. Пока диаметр трубки велик по сравнению с продольным протяжением области катодного падения, величина катодного падения почти не зависит от диаметра трубки. Когда же диаметр трубки становится равным или меньшим толщины области катодного падения, то наступает нарушение катодных разрядных частей, что проявляется в сильном нарушении катодного падения («ограниченный разряд»). При ограниченном разряде образовавшиеся уже ионы и электроны адсорбируются в большом количестве стенками и там вновь рекомбинируют. Таким образом, из ионов, образованных электронами, достигает катода и выделяет там электроны лишь некоторая их часть; чтобы этой доли хватило для освобождения достаточного количества электронов, должен образоваться большой избыток ионов прежде всего в газовом пространстве путем увеличения напряжения поля (а также большого γ).

Аналогичные явления имеют место также в случае, когда положительный столб ограничен боковыми изолирующими стенками или трубка имеет малое поперечное сечение. И здесь потери ионов от адсорбции и рекомбинации на поверхности стенок становятся тем больше, чем меньше сечение ограничивающих разряд стенок. Так как это потеря должна быть восполнена ионизацией в разряде, то напряженность поля в столбе с уменьшением поперечного сечения трубки становится больше.

4.8 Поднормальный тлеющий разряд

Если в нормальном разряде постепенно уменьшать силу тока, то размер доли поверхности катода, покрытой разрядом. Все больше и больше уменьшается в соответствии с постоянством плотности тока и, наконец, становится сравнимым с толщиной области катодного падения. Но тогда нельзя уже рассмотреть разряд как линейную задачу, потому что путем диффузии и вследствие наличия поперечной компоненты электрического поля из области собственно разряда в свободную от тока окружающую среду переносится такое количество заряженных частиц, которым уже нельзя пренебречь. Эти покинувшие область разряда заряженные частицы практически совершенно не участвуют в дальнейшей ионизации, потому что в окружающей разряд области нет пространственных зарядов, усиливающих поле и способствующих ионизации, и ушедшие заряды не могут воспроизвести себе заместителей. Поэтому при этих силах тока в области собственно разряда должно образоваться много заряженных частиц. Потенциал горения разряда должен теперь быть выше, чем в нормальном разряда. Такие разряды с катодным падением, вновь нарастающим при малых токах, называются «поднормальными разрядами». При дальнейшем уменьшении силы тока поднормальный разряд внезапно гаснет или переходит в темный разряд, причем момент перехода зависит от длины положительно столба (если таковой имеется налицо), от наложенного потенциала и от внешнего сопротивления [Энгель, 1935, с.95].

4.9 Область отрицательного свечения

За темным катодным пространством начинается область катодного сияния (ее также называют областью отрицательного или тлеющего свечения), принадлежащая к катодным частям тлеющего разряда. Переход от одной области к другой не всегда настолько резок, чтобы можно было с большой точностью определить границу, разделяющую их. В случае водорода или гелия переход от относительно темной области к светящемуся пространству происходит постепенно. Но и в тех случаях, когда граница кажется резкой, эта резкость определяется действием контраста, т. е. быстрым, хотя и непрерывным изменением свечения [Рожанский, 1937, с. 95].

Автор [Чернетский, 1969, с. 139] утверждает, что область тлеющего свечения имеет резкую границу со стороны катода и довольно «размытую» - к аноду. Это связано с тем, что для электронов, которые потеряли свои скорости при неупругих соударениях и диффундируют в обе стороны - к катоду и к аноду, в первом случае движение затруднено электрическим полем, что способствует образованию довольно четкой границы; в сторону же анода электроны могут двигаться свободно, наоборот, ускоряясь полем. Кроме того, часть электронов все же в какой-то степени сохраняет свои скорости, приобретенные в катодном падении потенциала. Границу тлеющего свечения обычно именно так и определяют как тот предел, до которого способны долететь наиболее быстрые электроны, разогнанные в области катодного падения. Нетрудно уяснить себе, что длина тлеющего свечения должна расти с понижением давления газа и увеличением катодного падения потенциала.

По своим электрическим свойствам катодное сияние является непосредственным продолжением конца темного пространства. Напряженность поля, падающая почти до нуля у границы катодного сияния, сохраняет низкие значения и внутри этой области. В некоторых случаях наблюдается даже изменение направления поля в обратное. В этих случаях движение электронов к аноду происходит против поля, т. е. за счет их диффузии, обусловленной, разумеется, беспорядочными тепловыми скоростями [Рожанский, 1937, с. 275].

Так как напряжение поля очень мало и изменяется весьма медленно, то можно считать, что число электронов и ионов должно быть очень велико, а объемный заряд весьма мал. Для этого концентрации электронов и положительных ионов должны быть близки к равенству, т. е. мы имеем здесь дело с типичной электронной плазмой. Вследствие малой силы поля движение электронов зависит не столько от электрических сил, сколько от диффузии из мест с большой электронной концентрацией к областям, более бедным электронами [Рожанский, 1937, с. 275].

.9.1 Свечение как результат возбуждения атомов электронным ударом

[Рожанский, 1937, с. 275]: Ионизация, производимая быстрыми электронами, прилетающими из темного катодного пространства, может привести к образованию положительного объемного заряда и затем, при достаточно большом содержании ионов, к образованию максимума потенциала. Эти условия приводят к образованию квазинейтральной плазмы, в которой должны накапливаться электроны, до тех пор, пока они не нейтрализуют положительный заряд. Чем больше ионизация, тем больше та область, которую захватывает плазма, тем выше концентрация электронов и его градиенты на границах области.

Особенностью катодного сияния является постепенное убывание яркости свечения при удалении от катода. Свечение сопровождает быстро летящие электроны, и его ослабление указывает на поглощение электронов или, во всяком случае, на потерю ими скорости вследствие неупругих столкновений с молекулами газа. Видимые благодаря свечению пути частиц принимают форму пучка прямолинейных лучей, если давление газа достаточно мало, и называются тогда катодными лучами. Проходя через газ, катодные лучи рассеиваются и при значительных плотностях газа превращаются в бесформенное сияние.

Свечение траектории катодных лучей не может быть вызвано непосредственно ударами быстрых электронов. Возбуждение молекул, точнее - их электронных уровней, начинается с тех скоростей, которые соответствуют потенциалу возбуждения газа. Но вероятность возбуждения для наиболее важных, резонансных уровней обычно достигает максимума вскоре за критическим потенциалом и затем для более быстрых электронов падает. Вследствие этого, как мы видим, в темном катодном пространстве возбуждение оптических уровней происходит относительно редко. Число же быстрых электронов перед границей катодного сияния и внутри этой области отличается мало. Ввиду этого необходимо искать причину возникновения свечения газа не в непосредственном действии первичных электронов, а в наличии большого числа сравнительно медленных электронов, которые возникают на пути первых и вследствие наличия слабого или даже отрицательного поля накапливаются в области катодного сияния.

4.9.2 Функция распределения, температура и концентрация электронов

Ценную информацию о процессах в отрицательном свечении дает метод зондов [Грановский, 1971, с. 316]. Остановимся на результатах, полученных в гелии методом экранированного зонда.

Быстрые электроны, приходящие из области катодного падения потенциала, обычно называются первичными электронами. Кроме них, присутствуют вторичные электроны с температурой от 3 до 5 эВ, которые рождены в катодном слое и еще немного ускоряются в поле. Возможно, к ним принадлежат и не слишком энергичные электроны, испытавшие неупругое столкновение и оставшиеся с такой энергией [Райзер, 1987]) и «конечные» медленные электроны с температурой несколько десятых электронвольта (Т_е≈0,12 эВ,) (Рис.4.11 ). В [Райзер, 1987, с. 377] говорится, что медленные электроны являются максвелловскими, так как частота электрон-электронных столкновения при столь низких температурах значительно превышает температуру потерь энергии при столкновениях с атомами ν_u. Это те электроны, которые родились в самом конце катодного слоя, где уже почти нет поля, от которого они могли бы почерпнуть энергию, а также родившиеся от энергичных электронов на выходе из слоя и растерявшие свою энергию. Плотность вторичных электронов в 100-200 раз меньше, чем конечных.