Физика тлеющего разряда

Список обозначений

разряд тлеющий электрод

ФТП, ФП - фарадеево темное пространство

КТП - катодное темное пространство

ОС - отрицательное свечение

ПС - положительный столб

АТП - анодное темное пространство

КС - катодное свечение

АС - анодный слой

ТР - тлеющий разряд

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;

j_eg -[А/см²торр²] плотность электронного тока в отрицательном свечении.

n_p, n₊ [эл./см³]- концентрация ионов

n_e [эл./см³]- концентрация электронов

V_з, [В] - потенциал зажигания

α - коэффициент ионизации (среднее число ионов одного знака, производимое электроном на своем пути)

β - коэффициент, характеризующий ионизирующую способность положительных ионов

γ - коэффициент, определяющий отношение числа электронов, эмитируемых поверхностью катода, к числу приходящих на катод ионов

Е [В/см]- напряженность электрического поля

d, [м]- расстояние от катода

d_с, l_c, [м]- длина катодной области от катодного до анодного конца второго темного пространства

j_e [A]- электронный ток

j_p , j₊ , j_x⁺ [A]- ионный ток

δ - коэффициент эффективности плазмы

T_e, [K]- электронная температура

T_g, [K]- температура нейтральных молекул газа

Т_n, [K] - температура ионов

p [мм. рт. ст; торр] - давление газа

V_c, U_c [В]- катодное падение напряжения

D_a - коэффициент амбиполярной диффузии

L_D , [м] - дебаевский радиус

ρ, [Кл∙см³] - объемный заряд

Введение

Обосновать актуальность темы для науки и (плазменных) технологий

В настоящее время интерес к низкотемпературной неравновесной плазме газовых разрядов низкого давления, классическим примером которых служит тлеющий разряд, не ослабевает. Он относится к наиболее изученным и часто применяемым на практике газовым разрядам. Он применяется в микроэлектронных технологиях (травление, напыление, осаждение тонких металлических пленок и т.д.) [1, 2, 3]. Положительный столб тлеющего разряда используется в качестве источника света. Примером этого служат лампы дневного света, которые не только дают очень приятное “естественное” освещение, но и значительно (в 3-4 раза) экономичнее лампочек накаливания; рекламные трубки. Важные области применения находят эксимерные, ультрафиолетовые и галогенные лампы [4, 6 - 9]. Эксимерные и эксиплексные лампы (эксилампы) используются для организации различных фотопроцессов, например, таких как:

нанесения тонких металлических пленок;

фотоосаждения аморфных полупроводников;

фотоосаждения тонких диэлектрических слоев;

фототравления полимеров;

обеззараживания жидких и воздушных сред;

низкотемпературного окисления органических веществ [5].

Кроме того, есть другие не менее важные области применения тлеющего разряда - ионные источники [10, 11], работа плазменных генераторов [12], электронных пушек [13], очистка алмазов [14, 15], ионная цементация [16], стерилизация медицинских инструментов[17], технология получения искусственных ворсистых материалов [18] и т.д. Диффузионная обработка в тлеющем разряде в настоящее время является наиболее перспективной, как позволяющая значительно экономить технологический газ и расход электроэнергии. Диффузионные установки с тлеющим разрядом используются для проведения процессов азотирования, цементации, силицирования и других видов химико-термической обработки из газовой фазы. К общим преимуществам применения тлеющего разряда относятся: высокий коэффициент использования электроэнергии (расход только на ионизацию газа и нагрев детали); уменьшение длительности процесса, за счет быстрого нагрева до температуры насыщения, увеличения активности газовой среды и поверхностного слоя [19].

Объяснить интерес, важность данной темы для вашей специальности

Важнейшее применение газовой среды тлеющего разряда получил в сравнительно недавно созданных квантовых источниках света - газовых лазерах. При возбуждении газовой смеси электрическим током, возникает тлеющий разряд, который способствует электрической накачке активных сред [20]. Тлеющий разряд в поперечном потоке газа применяется в CO₂ лазерах. На его основе реализуются высокие мощности генерации - около 5 kW с метра длины электродов [21].

Показать, кто и где активно сейчас занимается данной темой

В настоящее время активно ведутся исследования процессов в тлеющем разряде во многих институтах нашей страны. Это институт электрофизики УрО РАН в Екатеринбурге, физико-технический институт им. А.О. Иоффе в Санкт-Петербурге, институт общей физики РАН в Москве, Московский энергетический институт, институт теплофизики экстремальных состояний, институт сильноточной электроники г. Томска, а также институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН в Новосибирске.

Заострить внимание на задачах, решаемых сегодня

В лаборатории оптических излучений института сильноточной электроники СО РАН были изучены и разработаны эксилампы нескольких типов. К настоящему времени достигнуты следующие показатели для эксиламп тлеющего разряда: плотности мощности до 200 мВт/см2 на молекулах KrCl*(l~222 нм), XeCl*(l~308 нм) и до 25 мВт/см2 на молекуле Cl2*(l~258 нм) [5].

При исследовании пылевой плазмы тлеющего разряда постоянного тока впервые получены упорядоченные структуры из протяженных цилиндрических макрочастиц (жидкий плазменный кристалл); измерены заряды пылевых частиц в широком диапазоне изменения их размеров; обнаружены самовозбуждающиеся пылезвуковые колебания.

Выполнена серия экспериментальных исследований пылевой плазмы в стратах тлеющего разряда постоянного тока. Впервые получены упорядоченные структуры из протяженных цилиндрических нейлоновых частиц длиной 300 мкм, диаметром 15 мкм и 7.5 мкм. В отличие от обычно используемых в исследованиях сферических монодисперсных частиц, формирующих при определенных условиях плазменно-пылевой кулоновский кристалл, цилиндрические частицы, приобретающие в плазме большой объемный заряд порядка 5∙10⁵ электронов, образуют структуру, подобную жидкому кристаллу [22].

Привести несколько конкретных примеров таких задач

Исследование процессов поверхностной модификации полимеров в плазме тлеющего разряда. Предложен высокоэффективный процесс поверхностной модификации пленок поликарбоната (ПК) разных марок тлеющим разрядом с целью увеличения поверхностной энергии. Установлено, что обработка ПК приводит к захвату приповерхностным слоем низкоэнергетических электронов, инжектированных из плазмы. При этом установлена четкая корреляция между величиной возникающего в пленке поверхностного заряда и величиной поверхностной энергии обработанной пленки. Методами термостимулированной релаксации и деполяризации исследованы объемно-зарядовые процессы в обработанных пленках. Продемонстрирована применимость метода для получения долгоживущих полимерных электретов на основе поликарбонатных пленок и волокон, в частности, для получения высокоэффективных фильтрующих материалов [23]

Выделить значимый, яркий результат, полученный в последнее время

В последнее время тлеющий разряд нашел свое применение в широко распространенном направлении - нанотехнологиях. На смену электронно-лучевым трубкам приходят плазменные панели. Толщина такой панели всего 3,5 см. Трудно поверить, что такая плоская, почти лишенная толщины, конструкция способна заменить ящик более чем в полметра по длине, высоте и ширине. Масса панели также неприлично мала - менее 5 кг. Угол обзора 140 град. не уступает этому параметру телевизоров на кинескопах [24]. Разработками в этой сфере занимаются ведущие фирмы - NEC, Fujitsu и многие другие.

Указать современные методы исследования

Существует несколько основных методов исследования характеристик тлеющего разряда. Наиболее распространен метод зондов.

Изучение распределения электрической силы при помощи зондов весьма затруднительно вследствие того, что зонд, находясь в потоке быстрых электронов, может заряжаться до потенциала, значительно превосходящего потенциал пространства. Виду этого Дж. Дж. Томсон предложил для такого рода измерений катодный пучок, который отклоняется при прохождении через соответственную область катодного пространства.

Другой метод определения силы поля вблизи катода, предложенный Брозе, основан на измерениях смещения спектральных линий, когда испускающие их атомы находятся в электрическом поле [39].

Остановиться на нерешенных проблемах

Наиболее полно тлеющий разряд изучен в инертных газах и парах ртути [25]. Значительно меньше данных о разряде в электроотрицательных газах и воздухе [26], а также в различных технологических газах (трифторбромметан, хлорсиланы и др.).

Сформулировать не менее пяти вопросов, которые отражали бы ваш интерес к теме

Итак, что определяет различие процессов в разряде в молекулярных и атомарных газах? Какой диапазон давлений возможен для поддержания как нормального, так и аномального разряда? Какова роль положительных ионов в тлеющем разряде? Что такое анодные пятна и как они образуются? Какими процессами обусловлено поддержание баланса частиц в положительном столбе разряда? На эти вопросы я постаралась найти ответы в своем реферате.

Остановиться на перспективах, которые открывает данная тема

Наиболее перспективная область применения газовой среды тлеющего разряда, лежит в разработках нанотехнологий - это плазменные панели, ионные источники, более совершенные, более надежные и экономичные.

Источники информации. Энциклопедии - 1; Словари - 0; Справочники - 0; Книги - 9; Статьи - 3; Результаты конференций - 0; Другие источники - 0.

1. Основные характеристики тлеющего разряда

1.1    Отличительные черты

[Райзер, 1987, с. 358]: Тлеющий разряд - это самоподдерживающийся разряд с холодным катодом, испускающим электроны в результате вторичной эмиссии, главным образом под действием положительных ионов. Его отличительным признаком является существование вблизи катода слоя определенной толщины с большим положительным объемным зарядом, сильным полем у поверхности и значительным падением потенциала 100-400 В (и более). Оно называется катодным падением. Толщина слоя катодного падения обратно пропорциональна плотности (давлению) газа. Если межэлектродное расстояние достаточно велико, между катодным слоем и анодом образуется электронейтральная плазменная область, где поле относительно небольшое. Серединную однородную часть ее называют положительным столбом. От анода он отделяется анодным слоем. Положительный столб тлеющего разряда постоянного тока - наиболее ярко выраженный и распространенный пример слабоионизированной неравновесной плазмы, которая поддерживается электрическим полем. В отличие от катодного слоя, без которого тлеющий разряд существовать не может, положительный столб не является его неотъемлемой частью. Если в результате образования катодного слоя промежуток между электродами оказывается исчерпанным, столба нет. Но если не хватает расстояния на формирование должного катодного слоя, тлеющий разряд не загорается [Райзер, 1987, с. 355].

1.2 Картина свечения. Характер процессов, обеспечивающих существование разряда

Прежде чем переходить к описанию явлении, происходящих в различных областях тлеющего разряда, остановимся коротко на общем характере процессов, обеспечивающих существование самостоятельного разряда. Пространство между электродами состоит из визуально наблюдаемых чередующихся темных и светлых областей. Наблюдать эту картину проще при низких давлениях, когда слои растянуты по длине трубки. Слоистая картина схематически изображена в верхней части рисунка (Рис 1.1) [Райзер, 1987, с. 356].

Из катода эмиттируются электроны вследствие бомбардировки его поверхности ионами, ускоренными сильным полем вблизи катода, и быстрыми атомами, а также вследствие фотоэффекта, возникающего благодаря излучению атомов в разряде. Эти электроны, ускоряясь в направлении анода, приобретают энергию, достаточную для ионизации атомов. Новые электроны, возникшие при ионизации газа, снова ускоряются полем, а положительные ионы летят к катоду и, падая на его поверхность, вызывают эмиссию новыx электронов.

Электроны покидают катод с небольшими скоростями, определяемыми работой выхода их из металла. Поэтому около катода свечение газа полностью отсутствует. Эта область носит название темного астонова пространства.

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, стр.137]. На некотором расстоянии от катода электроны приобретают скорости, достаточные для возбуждения газа (возбуждения заканчиваются испусканиями атомами квантов света), и возникает тонкая светящаяся пленка, называемая катодной - сравнительно малосветящаяся область [Райзер, 1987, с. 356].

Ионизации газа в этой области еще нет, так как вероятность при этих энергиях еще мала. Излучение имеет линейчатый спектр. На рис. 1.2. в логарифмическом масштабе показано распределение интенсивности свечения двух линий гелия с λ=4471,47Ǻ и λ=5875,62Ǻ. Ближайший к катоду максимум соответствует катодной светящейся пленке. Максимум свечения линий, характеризующихся более высоким энергетическим уровнем, расположен дальше от катода [Грановский, 1971, с. 294].

После катодной пленки идет темное катодное пространство, также называемое темным круксовым пространством. (В иностранной литературе употребительны также термины: гитторфово пространство - у немецких авторов и круксово - у английских). В этой области свечение газа слабее, а напряженность электрического поля выше, чем в других частях разряда.[Энциклопедия, 2000. с. 19]: В нем электроны, потерявшие частично или полностью энергию на возбуждение в катодной пленке, разгоняются снова до скоростей, при которых становятся способными возбуждать, даже ионизовать газ. Эта область именуется областью отрицательного тлеющего свечения (ОС), которое затухает в направлении анода. Все пространство между катодом и отрицательным тлеющим свечением называется областью катодного падения потенциала.

Здесь происходят процессы рекомбинации электронов с положительными ионами, а также квантовые переходы возбужденных атомов на более низкие энергетические уровни [Чернетский, 1969, с. 138].

 [Рожанский, 1937, с. 256]: Катодное свечение (отрицательное или тлеющее) по мере удаления от катода становится все менее ярким и наконец переходит в область, более темную и занимающую довольно значительный объем. Эта область, называемая темным фарадеевым пространством (ФП), ясно видна и при больших давлениях. По своим электрическим свойствам она резко отличается от катодного темного пространства и представляет как бы постепенный переход к следующей области, отличающейся значительной яркостью, иногда большим протяжением. Эту часть разряда мы будем называть положительным столбом (ПС). [Энциклопедия, 2000, с. 19]: ПС светится однородно или имеет слоистую структуру в виде неподвижных или движущихся вдоль оси разряда слоев - страт. Вблизи анода расположен тонкий слой объемного заряда, называемый анодным слоем (АС). Такое разделение тлеющего разряда (ТР) на различные области базируется на давних традициях, в границы областей не всегда четко определены. Квазинейтральная плазма занимает ПС, ФТП, часть ОС и АС. К катоду, аноду и к боковым стенкам трубки прилегают слои объемного заряда. [Райзер, 1987, с. 357]: Спокойное, иногда слегка подрагивающее свечение тлеющего разряда завораживает своей красотой. Положительный столб обычно менее яркий, чем отрицательное свечение, и имеет другой цвет. В гелии катодное свечение красное, отрицательное свечение зеленое, положительный столб красно-фиолетовый; в неоне соответственно желтое, оранжевое, красный; каждый газ имеет свои окраски, что связано с особенностями спектров. В длинных трубках при не чрезмерно низких давлениях мы видим в основном положительный столб. В очень широких трубках или сферических сосудах положительный столб часто не виден. Лишь умозрительно можно себе представить, как протягивается токовый путь от отрицательного свечения до анода.

1.3 Изменение условий

[Райзер, 1987, с. 357]: При повышении давления все слои сжимаются и стягиваются к катоду. При p~100 тор кажется, будто горит сам катод, хотя это - отрицательное (тлеющее) свечение газа. Различается более протяженное фарадеево темное пространство, вся остальная часть трубки или канала занята положительным столбом. При повышенных давлениях столб сжимается к оси, при небольших - диффузно заполняет сечение трубки. [Рожанский, 1937, с. 255]: По мере уменьшения давления область катодного свечения все более удаляется от катода и занимает все больший объем. Темное катодное пространство становится ясно видным, и его толщина, т. е. промежуток между поверхностью электрода и более или менее резкой границей катодного свечения, увеличивается приблизительно обратно пропорционально величине давления газа. При достаточно малых давлениях газа, когда катодное темное пространство становится ясно видным, можно еще различить слой светящегося газа у самой поверхности катода, также отделенный в некоторых случаях от электрода совершенно темным промежутком. [Райзер, 1987, с. 357]: Если сближать электроды при постоянном давлении, сокращается положительный столб. Промежуточные области между столбом и катодом (их называют отрицательными), до поры до времени остаются неизменными. Они перемещаются вместе с катодом, если сдвигать именно этот электрод. Т.е., [Рожанский, 1937, с. 256] если при определенном давлении газа увеличивать длину разрядной трубки, то соответственно возрастает длина положительного столба, в то время как катодные части разряда остаются без изменения. Если сближать электроды, не изменяя прочих условий (давления и плотности тока), то положительный столб укорачивается, как бы поглощаясь анодом.

[Райзер, 1987, с. 357]: Более того, если в широком сосуде с закрепленным анодом поворачивать катодный диск, все отрицательные слои поворачиваются вместе с ним, как будто они приклеены к его поверхности, а положительный столб искривляется, чтобы достичь анода. Так же получается и в сосудах сложной конфигурации. Отрицательные слои «приклеены» к поверхности катода, а положительный столб находит себе путь, чтобы соединить конец фарадеева пространства с анодом. По мере сближения электродов после столба «съедается» фарадеево пространство, потом отрицательное свечение. Когда не останется места хотя бы для катодного края последнего, разряд гаснет. Для поддержания его нужно повышать напряжение. Такой разряд называется затрудненным.

Отметим, что при изменении расстояния между электродами продольные размеры прикатодных частей раз ряда при низких давлениях (до 1 мм рт. ст.) остаются неизменными. Длина же положительного столба может быть сделана сколь угодно большой, если только приложенное напряжение достаточно для поддержания разряда. С другой стороны, диаметр разрядной трубки сильно влияет на процессы, происходящие в положительном столбе. С уменьшением его повышается интенсивность ионизации в объеме, возрастает свечение столба и т. д. На прикатодные области влияние стенок, наоборот, незначительно, что объясняется преобладанием в них направленного движения частиц. [Чернетский, 1969, с. 138].

1.4 Распределение параметров по длине

[Райзер, 1987, с. 358]: С расположением слоев и распределением яркости свечения по длине трубки (Рис. 1.1) сопоставлены распределения основных параметров разряда: продольного электрического поля E≡E_x, потенциала φ; плотностей электронов n_e, положительных ионов n₊, токов j_e, j₊, объемного заряда ρ=e(n₊- n_e). Картина эта - качественная, но в достаточной мере достоверная. Она подтверждается зондовыми измерениями и теоретическими соображениями. Один из главнейших моментов в ней - большой пространственный заряд и сильное поле у катодов, которое почти линейно спадает до очень малой величины около катодной границы отрицательного свечения. Эта область называется катодным слоем, но уже не по такому внешнему признаку, как свечение, а по «объективным» признакам - распределению электрического поля.

Далее следует зона очень слабого поля, оно иногда бывает даже слегка отрицательным, т.е. направленным к аноду. В фарадеевом пространстве продольное поле возрастает и потом остается постоянным на протяжении положительного столба. Последний может быть сколько угодно длинным, лишь бы хватало напряжения источника питания, чтобы обеспечить должную разность потенциалов в столбе. Постоянство осевого градиента потенциала в столбе, проверенного зондовыми измерениями, свидетельствуют об электронейтральности плазмы. Около анода имеется область небольшого анодного падения потенциала. [Райзер, 1987, с. 358]

1.5 Качественная интерпретация картины свечения

[13, стр. 358]:Из катода электроны вылетают с энергией порядка 1 эВ. Они не могут ни ионизировать, ни возбуждать. В первой области перед катодом поэтому нет свечения. Так появляется темное астоново пространство. (Рис. 1.1. «темное астоново пространство») Ускоряясь в поле, электроны (катодные или «первичные»)приобретают энергию, достаточную для возбуждения,- возникает катодное свечение. Появляются даже два-три слоя катодного свечения. Они соответствуют возбуждению различных уровней атомов, ближе к катоду - более низких, дальше - более высоких. Цвета таких слоев различны. Потом энергия ускоряемых электронов переваливает за максимумы функций возбуждения, где сечения падают. Электроны перестают возбуждать атомы - образуется темное катодное пространство. Здесь электроны преимущественно ионизируют атомы и происходит основное размножение. Рождающиеся ионы движутся в поле гораздо медленнее, и накапливается большой положительный объемный заряд. Ток переносится в основном ионами. [Энгель, 1935, с. 78]: Так как здесь в противоположность астонову пространству имеются быстрые электроны, то здесь все еще происходят процессы возбуждения. Катодное темное пространство поэтому значительно светлее, чем астоново.

[Энгель, 1935, с. 78]: Величина скорости первичных электронов в катодном темном пространстве больше, чем величина ее в максимуме функции возбуждения, но все же меньше, чем в максимуме функции ионизации. Следовательно, в каждом темном пространстве происходит сильная ионизация; возникающие при этом электроны мы называем вторичными электронами. Только вторичные электроны, которые образовались достаточно близко к катоду, могут получить ускорение в сильном поле и вызвать со своей стороны третичную и так далее ионизации. В более же отдаленных от катода областях катодного темного пространства напряженность поля настолько понижена, что вторичные электроны могут получить только небольшие скорости. Первичные электроны также не могут уже покрыть за счет электрического поля те потери энергии, которые они претерпели при столкновениях с нейтральными газовыми молекулами; их движение заторможено. Поэтому их скорость приближается опять к максимуму функции возбуждения и наступает новое свечение, сменяющее катодное темное пространство, - отрицательное тлеющее свечение.

В области отрицательного свечения имеются электроны не только умеренных энергий, хотя их большинство. Сюда попадают и энергичные электроны, которые родились в глубине катодного слоя и у катода и прошли зону катодного падения, не совершив многих неупругих столкновений. Они ионизируют атомы, и благодаря этому за катодным слоем получается повышенная плотность электронов, больше, чем в положительном столбе.[Райзер, 1987, с. 359]

От границы тлеющего свечения далее в направлении к аноду тлеющее свечение постепенно затухает. Первичные электроны потеряли свою энергию, и поэтому при большем удалении от катода они могут производить лишь незначительное число возбуждений. Так как энергия первичных электронов сильно рассеивается при многочисленных столкновениях в области катодного падения, то происходит постепенное уменьшение яркости свечения возбуждения в области тлеющего свечения. Интенсивность свечения рекомбинации тоже должна вновь уменьшаться, так как, начиная от минимума напряженности поля вблизи границы тлеющего свечения, напряженность поля в направлении к аноду опять увеличивается и поэтому вероятность рекомбинации уменьшается. Тлеющее свечение, таким образом, исчезает, постепенно переходя в новую область - «фарадеево темное пространство».[Энгель, 1935, с. 79]

В фарадеевом пространстве продольное поле постепенно нарастает до значения, свойственного положительному столбу. В столбе устанавливается характерное для неравновесной слабоионизированной плазмы хаотическое распределение электронов по скоростям, в которое вносит небольшую асимметрию дрейф к аноду. Средняя энергия электронного спектра в положительном столбе составляет 1-2 эВ. Но в спектре имеется и некоторое количество энергичных электронов. Они возбуждают атомы и обусловливают свечение столба. Анод ионы отталкивает, а электроны из столба вытягивает. Образуется область отрицательного объемного заряда и повышенного поля, ускоряющего электроны. Это приводит к анодному свечению [13, стр. 359].

На рис. 1.3, [Энгель, 1935, с. 81], схематически представлено распределение скоростей и концентрации электронов вдоль длинного тлеющего разряда. На оси абсцисс отложено расстояние рассматриваемой точки от катода, на оси ординат - кинетическая энергия электронов в этом месте: густота зачернения служит качественной мерой концентрации. Далее, на оси ординат отмечены: энергия возбуждения V_а, энергия V_а`, относящаяся к максимуму функции возбуждения, и потенциал ионизации V_i..

1.6 Направляющее действие зарядов, оседающих на стенках

[Райзер, 1987, с. 359]: Опыт показывает, что разряд может гореть в трубке весьма замысловатой конфигурации. Электроны (и ионы), переносящие электрический ток, обязаны двигаться по газовому тракту, но вдоль силовых линий электрического поля. Между тем силовые линии приложенного внешнего поля протягиваются от анода к катоду своим собственным путем. Они сплошь и рядом пересекают стенки разрядной трубки. Как же идет ток?

Дело в том, что заряды, преимущественно электроны, в начале процесса увлеченные силовой линией внешнего поля к диэлектрической стенке, оседают там и накапливаются до тех пор, пока не начинают отталкивать от стенки последующие заряды того же знака. Электростатическое поле осевших зарядов, складываясь векторным образом с внешним, направляет часть силовых линий результирующего поля вдоль доступного для зарядов пути вдоль трубки (Рис 1.4, б, в). Благодаря этому эффекту продольное поле в прямой трубке или в плоском канале становится более однородным по сечению. Поперечная (радиальная) составляющая поля в разряде все же присутствует. В частности, в длинном положительном столбе она однородна по длине и направлена от отрицательно заряженной стенки к оси. Эквипотенциальные поверхности в трубке выпуклы и обращены выпуклостью к катоду. Иногда можно заметить, что так выглядят граница между положительным столбом и темным фарадеевым пространством и страты. Границы отрицательных слоев у плоского катода обычно плоские, что, по-видимому, свидетельствует об отсутствии здесь поперечной составляющей поля. [Райзер, 1987, с. 360]

1.7 Роль положительных ионов в тлеющем разряде

Энгель, [1935, стр. 81]: Роль положительных ионов в тлеющем разряде заключается, вероятно, только в искажении поля положительным и пространственным зарядом и в освобождении электронов из катода. Так как напряженность поля в столбе при постоянном поперечном сечении его постоянна, то в столбе не должен возникать избыток зарядов одного знака. Таким образом, концентрация положительных ионов здесь должна быть равна сумме концентраций электронов и отрицательных ионов. Части тока, приходящиеся на долю положительных ионов и электронов, относятся между собой, как их подвижности; количество ионов, проходящих через любое поперечное сечение столба в единицу времени по направлению к катоду, составляет, таким образом, по порядку величины 1‰ количества электронов, проходящих в одинаковое время к аноду. Поэтому из макушки положительного столба в фарадеево темное пространство течет лишь слабый ионный ток. Так как в фарадеевом темном пространстве и в соседнем отрицательном тлеющем свечении ионы увлекаются дальше только очень слабыми полями, то их скорость здесь очень мала и поэтому концентрация больше, чем в столбе. Кроме того, в этой области первичные электроны создают дополнительные положительные ионы. Большая концентрация ионов и большая концентрация электронов вызывает процессы рекомбинации. Максимум концентрации ионов несколько сдвинут в сторону катода по отношению к максимуму концентрации электронов; при этом падение концентрации ионов в направлении к аноду происходит так же плавно, как падение концентрации электронов, в то время как в направлении к катоду падение концентрации ионов остается значительно большим, чем падение концентрации электронов. Вероятно, лишь небольшое количество ионов переходит из области тлеющего свечения в катодное темное пространство, так как здесь незначительны как движущие силы поля, так и падение концентрации и вместе с тем диффузионный ток. Наибольшее количество положительных ионов, достигающих катода, образуется поэтому уже в катодном темном пространстве. Максимум скорости ионов, попадающих на катод, соответствует катодному падению потенциала; большая же часть ионов имеет меньшие скорости. Таким образом, величина дополнительного падения потенциала между границей тлеющего свечения и анодом очень мало влияет на скорость ионов около катода.

У поверхности катода большая часть разрядного тока переносится положительными ионами. Так как каждый ион освобождает из катода в среднем значительно меньше, чем один электрон, то количество электронов, покидающих катод, много меньше количества попадающих на него положительных ионов. Электронная доля тока здесь поэтому весьма мала. В этом отношении и в астоновом темном пространстве ничего не меняется, так как здесь еще не происходит новой ионизации. Но в первом катодном слое и, еще сильнее, в темном катодном пространстве соотношение все больше изменяется в пользу электронной доли тока. Соответственно уменьшается и количество летящих к катоду положительных ионов. У поверхности анода ток поддерживается исключительно электронами, если только анод не эмитирует положительных ионов вследствие высокой температуры или других причин. Рис. 1.1 качественно представляет описанные здесь соотношения. (График «Плотность токов») [Энгель, 1935, с. 82].

 

2. Объяснение явлений тлеющего разряда с точки зрения элементарных процессов

Структуру тлеющего разряда можно качественно однозначно и без противоречий объяснить при помощи элементарных процессов, описанных в [Энгель, 1935, с. 76]:

Процессами образования заряженных частиц в тлеющем разряде являются освобождение электронов на катоде поступающими сюда положительными ионами и ионизация электронными ударами в газовом объеме. При этом ионизация происходит непосредственно, а не ступенями (ступенчатая ионизация заметно проявляется при больших плотностях тока, а также через метастабильные состояния в некоторых газовых смесях). Этим обоим процессам количественно уступают все остальные мыслимые способы образования ионов. Возможно, что некоторую роль играет также образование ионов и электронов в объеме гада вследствие ионизации быстро движущимися положительными ионами (например, в разрядах при высоком давлении).

Среди движущихся через газовый объем заряженных частиц имеются такие, скорости которых зависят только от существующей в точке в наблюдения напряженности поля, между тем в других местах это движение представляет собой нечто среднее между свободным движением электронов в вакууме (катодного луча) и движением с постоянной скоростью в газе в электрическом поле. Часто движение частиц происходит почти исключительно вследствие разности концентраций, в качестве диффузионного тока: при этом отчасти даже против тормозящих электрических полей.

Процессами уничтожения заряженных частиц являются главным образом отдача зарядов частиц электродам и накопление их с последующей нейтрализацией на стенках, ограничивающих заряд. В неблагородных газах при этом в некоторых областях разряда играет роль также и рекомбинация в объеме.

Электроны, освобожденные из катода бомбардировкой положительными ионами, ускоряются в электрическом поле разряда настолько, что становятся способными ионизировать молекулы газа. Образовавшиеся при атом положительные ионы перемещаются в поле обратно к катоду и освобождают там новые электроны. Условие стационарности здесь, то же, что и для темного разряда: каждая заряжённая частица производит в среднем столько частиц противоположного знака, чтобы эти последние обеспечили равноценную замену первой частицы. Так, например, каждый электрон, освобожденный из катода ударом иона, должен образовать ударной ионизацией в газовом объеме непосредственно или через промежуточные процессы столько положительных ионов, чтобы эти ионы, появляясь на катоде, освобождали в среднем опять ровно один электрон. Если образуется больше ионов, то сила разрядного тока возрастает и наоборот (стабилизирующие процессы).

 

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]

 

.2.4 Процессы, ведущие к испусканию света в темном катодном пространстве

[Рожанский, 1937, с. 268]: Хотя мы называем рассматриваемую область темной, однако это происходит, главным образом, от контраста с более яркими частями разряда. Свет, испускаемый этой областью, показывает, что возбуждение нейтральных частиц происходит и в катодном темном пространстве. Но возбуждение тех уровней, которые дают видимые лучи, происходит резче, чем в светящихся слоях газа, вследствие того, что электроны в катодном темном пространстве имеют энергии значительно большие, чем энергия возбуждения оптических уровней. По мере того, как число более медленных электронов возрастает, яркость свечения увеличивается.

По наблюдениям Зелигера и Линдова, [Рожанский, 1937, с. 268] яркость спектральных линий по мере приближения к границе катодного свечения возрастает постепенно и притом различно для разных линий. Здесь, несомненно, проявляются особенности функций возбуждения различных уровней. Чем больше энергии электронов, соответствующие максимуму возбуждения, тем ближе к катоду располагается максимум яркости соответствующих линий. Если определять границу катодного свечения как место наибольшей яркости спектра испускания, получаются положения границы, совершенно различные, смотря по тому, для какой спектральной линии производятся наблюдения.

Край темного катодного пространства, примыкающий к катоду, светится настолько ярко, что его называют первым светящимся слоем. Его свечение может быть объяснено тем, что электроны, вылетевшие из поверхности катода, приобретают здесь энергии, достаточные для возбуждения соответствующих уровней. Такое объяснение, повидимому, вполне справедливо, по крайней мере, для некоторых газов, когда между поверхностью катода и светящимся краем темного катодного пространства наблюдается темное пространство, впервые замеченное Астоном. Темное пространство Астона совершенно не светится, так как электроны в нем еще не имеют энергии, нужной для возбуждения. Толщина его почти не зависит от давления и может достигать 0,1 толщины темного катодного пространства [Рожанский, 1937, с. 268]. Пространство Астона хорошо видно у водорода, гелия и неона. У воздуха, азота, кислорода, аргона и некоторых других газов Астону не удалось обнаружить его. В некоторых случаях происхождение светящегося края может иметь совсем иные причины. Наблюдения Зелигера показали, что свечение его во многих отношениях сходно со свечением, которое возбуждается в газе при прохождении через него каналовых лучей. Те линии, которые особенно ярки в спектре каналовых лучей, отличаются относительно большой яркостью и в спектре светящегося края. Кроме видимых лучей, темное катодное пространство излучает также невидимые ультрафиолетовые или мягкие рентгеновские лучи [Рожанский, 1937, стр. 268].

4.2.5 Нелокальный характер электронного спектра и ионизационного коэффициента в катодном слое

[Райзер, 1987, с. 273] Дело в том, что поле в катодном слое меняется в 10² - 10³ раз на толщине слоя, которая составляет не более 10 длин полбега для неупругих столкновений (грубо говоря, ln(1+1/γ)≈3 «длины ионизации» α^-1). При столь резкой неоднородности E не успевает устанавливаться равновесный энергетический спектр, соответствующий локальному полю Е(х), как было бы при слабой неоднородности. Отличен от таунсендовского α[Е(х)] и фактически ионизационный коэффициент α(х).

Поскольку электроны движутся в сторону падения поля, их спектр жестче равновесного, а ионизационный коэффициент больше, ибо всего за длину пробега до прихода в данное место электроны набирали энергию в более сильном поле и «не забывают» об этом. В предельном случае очень малого числа неупругих столкновений энергия электронов определяется даже не полем, а пройденной разностью потенциалов. Благодаря нелокальным эффектам, на выходе из катодного слоя, где поле слабое, присутствуют электроны со значительными энергиями, в том числе немного таких, которые, родившись у катода, пронизали весь слой, не совершив ни одного неупругого столкновения. Последние обладают энергией в сотни электронвольт. Их давно обнаружили и на опыте называют пучок. Результаты расчетов, хотя и сделанных с рядом упрощений, впечатляют.

Перед нами открывается препарированная анатомическая картина процесса  (Рис. 4.2-4.4). На выходе из слоя обнаруживаются электроны с энергиями от малых и до 10-20 эВ, имеется и небольшой пучок. Реальный ионизационный коэффициент на границе слоя всего вдвое меньше максимальной величины в середине тогда как равновесный, а[Е(х)], максимален у катода, 1,7 см^-1, а у границы на много порядков меньше, т. е. практически нулевой. Однако детального согласия выходного спектра с опытом нет. В том же нормальном разряде в гелии на выходе из катодного слоя были зарегистрированы три группы электронов: со средней энергией 2 эВ (их подавляющее большинство), со средней энергией 22,5 эВ (их на два порядка меньше) и слабый пучок с ε = 150эВ. [Райзер, 1987, с. 273]

 

4.3 Катодное падение потенциала

[Ховатсон, 1980, с. 67]: Разность потенциалов на катодной области, длина которой от катодного до анодного конца второго темного пространства равна d_c, называют катодным падением потенциала или катодным падением напряжения V_c. Длина области d_c меньше длины трубки. Значит, в ней создается эффективный анод на расстоянии d_c от катода. Произведение d_c на давление в трубке p близко к пашеновскому минимуму. Таким образом, создается оптимальная конфигурация разряда, при которой необходимая для поддержания тока ионизация происходит в катодной области при минимально возможной разности потенциалов. Отсюда ясно, почему длина d_c обратно пропорциональна p: поддерживается оптимальное значение произведения pd_c. Таким образом, тлеющий разряд в трубке, для которой pd>(pd_c)_мин, имеет общую форму, показанную на рис.1, а трубка, в которой pd=(pd)_мин, имеет приблизительно оптимальную длину и поэтому полностью занята катодной областью.

[Рожанский, 1937, с. 258]: Катодное падение, очевидно, должно зависеть от двух факторов: коэффициента поверхностной ионизации при ударах положительных ионов и коэффициента ионизации газа, т. е. числа ионов, необходимых для выбивания одного электрона, и числа ионов, образующихся в катодном темном пространстве. Ввиду этого катодное падение должно зависеть как от свойств металла, так и от газа.

Состояние поверхности катода весьма сильно влияет на измерения катодного падения. Так, например, еще Варбург показал, что замена электродов из Pt, Zn, Cu, Ag и Fe такими же из алюминия и магния сильно снижает катодное падение. Точно так же действует иногда присутствие небольших примесей, в особенности кислорода и водяных паров (например снижает падение с 343 до 260 V).

Ввиду этого измерения потенциала дают величины, весьма сильно зависящие от условий опыта, в особенности от чистоты поверхности и газа [Рожанский, 1937, с. 258].

Ранние наблюдения Гитторфа (1883 г.) показали, что катодное падение не зависит от силы тока, если только катодное свечение не покрывает всей поверхности катода. При возрастании силы тока площадь, покрытая катодным свечением, увеличивается пропорционально, и следовательно, плотность тока у катода остается постоянной. Когда вся поверхность катода покрыта свечением, дальнейшее возрастание тока, увеличивая плотность тока, вместе с тем заставляет расти катодное падение [Рожанский, 1937, с. 258].

Как показали Зайцев, Рейхрудель и Спивак,[Грановский, 1971, с. 297]на процессы в катодных частях и, следовательно, на катодное падение потенциала оказывают влияние метастабильные атомы, например,2He* = He⁺ + He или Ne* + Ar = Ar⁺ +e + Ne [31, стр. 303] и т.п. При облучении катодных частей разряда светом, приводящим к разрушению метастабильных атомов, U_к изменяется на несколько вольт. Для поддержания постоянной величины тока в разряде необходимо, чтобы уменьшение ионизации газа вследствие разрушения метастабильных атомов было скомпенсировано усилением прямой ионизации электронным ударом, а для этого должно измениться U_к . [31, стр. 297]

Таким образом, мы должны различать нормальное катодное падение при нормальной плотности тока и аномальное-возрастающее с плотностью тока. Нормальное катодное падение, как показал Варбург, не зависит также и от давления газа [Рожанский, 1937. с. 259].

В нормальном тлеющем разряде величина катодного падения потенциала U_к определяется родом газа и материалом катода. U_к зависит от степени чистоты газа и материала катода, а также отсутствия неоднородностей на его поверхности. Этим объясняются расхождения, получаемые разными авторами. Для катодов из щелочных металлов U_к имеет низкие значения благодаря малой работе выхода. При одном и том же катоде U_к в молекулярных газах выше, чем в инертных.[Грановский, 1971, с. 297].

В катодном падении потенциала происходит значительное ускорение ионов, в связи с чем ионный ток уменьшается к катоду. Если проделать в катоде отверстие, то ионы по инерции пролетают за катод, образуя так называемые каналовые лучи. Это явление иногда используется при формировании пучков ионов в газоразрядных ионных источниках [Чернетский, 1969, с. 138].

 

.4 Нормальный разряд

В работе [Лисовский, 2000, с. 88] измерены характеристики катодного слоя (катодное падение напряжения U_c, толщина катодного слоя d_c, отношение плотности тока к квадрату давления газа j/p²) короткого (без положительного столба) тлеющего разряда низкого давления в аргоне и азоте в широком диапазоне давлений газа. При этом давление газов p=10^-2-10 Torr в диапазоне постоянных напряжений на электродах U_dc ≤ 1000 V и разрядные токи I_dc ≤ 100 mA. На катод из дюралюминия подавался потенциал от источника постоянного напряжения, анод из нержавеющей стали находился под потенциалом земли. Катод и анод занимали при этом все поперечное сечение разрядной трубки диаметром 100 mm, при этом межэлектродное расстояние было L=33mm. На рис. 4.5 показаны измеренные нами кривые зажигания тлеющего разряда U_dc(p), а также зависимости наименьшего катодного падения напряжения U_c. mm от давления газа р. Наименьшим катодным падением мы назвали падение напряжения на на катодном слое перед потуханием разряда. Из рисунка видно, что с ростом давления газа наименьшее катодное падение напряжения уменьшается и при р = р_n достигает минимальной величины U_{c. min} = U_n (для аргона U_n = 200±3 V, для азота U_n = 280 ± 3 V). Оказалось, что переход из таунсендовского разряда в тлеющий происходит таким образом, что слева от точки перегиба перераспределение потенциала (вызванное возмущением вакуумного поля E_dc возникающим пространственным зарядом) приводит к затруднению размножения электронов, в то время как справа от точки перегиба размножение электронов облегчается благодаря перераспределению потенциала и разряд может гореть при меньших напряжениях. Следовательно, нормальный режим горения может наблюдаться только вблизи и справа от точки перегиба [Лисовский , 2000, с. 91].

На рис. 4.6 показаны измеренные в работе [Лисовский , 2000, с. 90], значения pd_c(U_c) и j/р^г(U_c) для аргона и азота. Для аргона (pd_c)_n≈ 0.4± 0.03Тоrr сm, (j/р^г)_n ≈ 0.11 ± 0.02mА/сm²•Тоrr², а для азота (pd_c)_n ≈ 0.23±0.03 Тоrr•cm, (j/p²)_n ≈ 0.22±0.02mA/cm²•Torr². На этих же рисунках приведены также экспериментальные значения для железного катода.

Тлеющий разряд может гореть в нормальном режиме только при наличии анодного свечения вблизи поверхности анода. Если анодное свечение не наблюдается, то тлеющий разряд в этом случае горит в аномальном режиме. Анодное свечение появляется, когда падение напряжения на анодном слое становится близким к потенциалу ионизации молекул газа электронным ударом. Поэтому существует связь между появлением нормального режима горения и наличием ионизации в анодном слое [Лисовский, 2000, с. 93].

[Грановский, 1971, с. 306]: Наиболее простой способ рассмотрения процессов в катодных частях нормального и слабо аномального тлеющего разряда предложен Энгелем и Штеенбеком. В его основе лежит предположение о линейной зависимости напряженности поля от расстояния в катодном темном пространстве:

E(x)=E(0) [1-x/l_к], (5.5.1)

где E(0) - напряженность поля у поверхности катода, l_к - длина области катодного падения потенциала.

Электроны возникают на катоде вследствие эмиссии под действием бомбардировки положительными ионами (g = g_p). Пренебрегая пространственным зарядом электронов вследствие их большой подвижности и используя уравнение, определяющее потенциальное поле

dE(x)/dx=4pr(x) (5.5.2),

r(x)=e₀[n_p(x)-n_e(x)] (5.5.3),

где r(x) - объемный заряд, n_p(x) - концентрация ионов, n_e(x) - концентрация электронов и (5.5.1), получаем

(5.5.4)

Из уравнения, представляющего собой полный ток в каждой точке разряда как постоянную величину

с учетом условия, характеризующего процессы возникновения электронов на поверхности катода; при этом часто γ=const,

имеем

Формулы

 

E(x)=-dj(x)/dx и (5.5.1) дают U_к=E(0)l_к/2, и, следовательно,

Решая это уравнение совместно с условием стационарности разряда

и считая

где A и B - постоянные величины, получаем соотношение между j и U_к , которое представляет вольтамперную характеристику области катодного падения тлеющего разряда. С ее помощью можно определить U_к и j/p² в нормальном тлеющем разряде, а затем с помощью (5.5.8) рассчитать длину области катодного падения потенциала l_к.

Теория показывает линейное распределение поля вблизи катода. Экстраполяция прямой E(x) к оси Ох дает значение l_к, а потенциал в точке х= l_к равен катодному падению потенциала U_к. Расстояние, на котором энергия электрона соответствует самому низкому потенциалу возбуждения атомов газа, определяет величину астонова темного пространства l_а [Грановский, 1971, с. 306].

 

.5 Аномальный разряд

Катодное падение не зависит ни от давления, ни от силы тока, если поверхность катода не вся покрыта катодным свечением. В этом случае мы имеем нормальную плотность тока.

Увеличивая силу тока, мы доходим скоро до такой величины его, при которой вся поверхность катода покрыта свечением и дальнейшее возрастание тока может происходить лишь за счет возрастания его плотности.

Аномальная плотность тока создает также аномальное возрастание катодного падения. Этим объясняется то, что разность потенциалов на электродах при увеличении тока вначале остается почти постоянной или даже падает, а затем начинает расти. Толщина катодного пространства по данным Астона также изменяется в зависимости от давления и плотности тока. Аномальное катодное падение образуется вследствие большого положительного заряда перед катодом, который должен возрастать вместе с плотностью тока. Если катодное падение остается тем же, то, при большей плотности тока должна уменьшаться длина катодного пространства. Но уменьшение расстояния влечет за собой уменьшение числа образующихся ионов, которые своими ударами создают поток первичных электронов.

Поэтому для поддержания разряда необходимо увеличить катодное падение потенциала, чем и будет пополнен недостаток электронов. Большая разность потенциалов может оказать двоякое влияние на процессы ионизации:

) вследствие уменьшения вероятности ионизации при больших скоростях аномальное катодное падение может уменьшить ионизацию первичными электронами,

) ионизация вторичными электронами, образовавшимися в объеме, наоборот, возрастает, так как число вторичных электронов, которые получили в электрическом поле достаточную энергию, должно возрастать; наконец, также способствовать нарастанию ионизации будет возрастающая поверхностная ионизация положительными ионами.

Как известно из [Грановский, 1971, с. 310], в аномальных тлеющих разрядах протекают сильные токи и имеется сильное электрическое поле в катодном темном пространстве. Поэтому для объяснения этого вида разряда необходимо рассмотреть процессы, способствующие повышению эмиссии катода и усилению ионизации газа в объеме.

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.

С удалением от края отрицательного свечения [Грановский, 1971, с. 316], обращенного к катоду, температура как вторичных, так и медленных электронов убывает (Рис.4.11).

Концентрация вторичных электронов имеет величину порядка 10⁷ см^-3, а конечных - порядка 10⁹ - 10¹⁰ см^-3 (давление гелия 0,58 мм рт. ст., диаметр трубки 2,7 см, разрядный ток 600 мка).

Основное внимание уделено группе медленных электронов, концентрация которых в условиях опытов (давление 0,8 - 1,5мм рт.ст., ток разряда 600 - 1000 мка, Mo-катод, диаметр трубки 2,7 см) на два-три порядка превышала концентрацию вторичных электронов. Измерения выполнены на большом участке отрицательного свечения [Грановский, 1971, с. 316]. Вид функции распределения электронов на разных расстояниях от начала отрицательного свечения показан на рис 4.12.

Для каждого расстояния ясно виден избыток быстрых электронов по сравнению с максвелловским распределением (штриховая линия), вызванный группой вторичных электронов.

На рис. 4.14 и 4.13 показано распределение эффективной температуры Т_{е эфф} электронов и потенциала пространства φ (расстояние отсчитывается от границы отрицательного свечения со стороны катода). Т_{е эфф} соответствует средней энергии, которая определена из функции распределения электронов, полученной методом второй производной зондового тока. Так как концентрация медленных электронов значительно превосходит концентрацию вторичных электронов, то по существу Т_{е эфф} является температурой медленных (конечных) электронов. Т_{е эфф} не изменяется вдоль длины отрицательного свечения (за исключением небольшого участка, примыкающего к катодному темному пространству) и не зависит от тока разряда. Это объясняется тем, что механизм потерь энергии электронами одинаков на разных расстояниях от катода. Небольшое повышение Т_{е эфф} связано с возрастанием электрического поля вблизи катодной границы отрицательного свечения. Чем выше давление газа, тем ниже Т_{е эфф} [Грановский, 1971, с. 317].

Концентрация медленных электронов имеет максимум вблизи катодного темного пространства, вызванный ослаблением пучка электронов по мере удаления от катодной границы свечения (Рис.4.15); убывание концентрации электронов в направлении к аноду происходит приблизительно по экспоненциальному закону. Большему разрядному току соответствует большая концентрация электронов. Автор [Райзер, 1987, с. 377] говорит, что наличие резкого максимума электронной плотности с последующим большим спадом ее в сторону анода может привести к тому, что ток в областях спада будет переноситься электронной диффузией. Поле при этом уничтожается. Вследствие падения электронной плотности, диффузионный поток постепенно уменьшается, поле восстанавливается, диффузия постепенно уступает место дрейфу и фарадеево пространство переходит в положительный столб (если анод еще далеко).

Падение n_e от максимума в сторону анода отчасти вызвано потерями электронов, не восполняемыми отсутствующей ионизацией.

При высоких давлениях, когда диффузия затруднена, на первый план выступает объемная рекомбинация, в электроотрицательных газах - прилипание. Длина переходной области (отрицательного свечения плюс фарадеева пространства) практически совпадает с расстоянием от катода до начала положительного столба. Она растет с понижением давления и увеличения тока и составляет обычно 1-10 см. [Грановский, 1971, с. 318]

[Грановский, 1971, стр. 319]: Среди электронов имеет место максвелловское распределение по энергиям в диапазоне энергий до (5÷6) Т_{е эфф} . Этот результат можно понять, если сопоставить времена релаксации энергии электронов при электрон-электронных τ_ee и электрон-атомных τ_eg соударениях или обратные им величины 1/ τ_ee = ν_ee и l/ τ_eg = (2m_e/m_g) v_eg (v_ee - частота электрон-электронных, v_eg - частота электрон-атомных соударений, т_е и m_g - масса электрона и масса атома). Вследствие малой T_{е эфф} и высокой п_е, основную роль в установлении функции распределения играют электрон-электронные взаимодействия. Этим объясняется характерная особенность плазмы отрицательного свечения при λ_е < 2R (диффузионный режим) - максвелловское распределение по энергиям основной массы электронов. Эта группа определяет величину средней энергии электронов, их подвижности и коэффициента диффузии в этой области разряда. Ионизация и возбуждение атомов газа зависят от электронов пучка и малочисленных, но более энергичных, чем конечные, вторичных электронов, являющихся как бы промежуточным звеном в еще недостаточно ясном процессе перехода энергии пучка электронов в энергию хаотического движения электронов плазмы.

Причиной, вызывающей излишек быстрых электронов, является механизм возникновения электронов в этой области под действием потока первичных электронов высокой энергии из катодного темного пространства. Первичные электроны при ионизации атома испытывают малое рассеяние, почти не изменяют направление движения и, потеряв часть своей энергии, продолжают двигаться по направлению к аноду. Вторичные электроны, образующиеся при ионизации газа электронами пучка, имеют почти равную вероятность вылета в разных направлениях, и их движение сразу после возникновении имеет хаотический характер. Сталкиваясь с атомами, быстрые электроны из этой группы в свою очередь производят ионизацию и возбуждение атомов и, потеряв энергию, становятся медленными электронами. Так как электрическое поле мало, то и вторичные и медленные электроны движутся главным образом путем диффузии. По мере удаления от катода, благодаря уменьшению энергии и плотности тока электронов пучка, число вторичных электронов уменьшается, а их температура спадает, приближаясь к температуре медленных конечных электронов, т. е., по существу, две группы сливаются в одну.

Таким образом, плазма отрицательного свечения образуется путем трансформации энергии направленного потока первичных электронов из области катодного падения потенциала в энергию ионизации и возбуждения атомов газа и хаотического движения электронов плазмы.

Описанная выше интерпретация результатов зондовых измерений на наличие двух групп электронов с максвелловским распределением по энергиям в каждой из них помогает получить общее представление об энергетическом состоянии электронов плазмы отрицательного свечения и его происхождении, однако по ряду причин ее нельзя признать удачной.

1) Если в группе медленных электронов прямолинейный участок охватывает диапазон энергий, значительно превышающий среднюю энергию, полученную из наклона зондовой характеристики, то для вторичных электронов это условие часто не выполнено.

2) Концентрация медленных электронов на несколько порядков величины выше, чем вторичных.

3) Самостоятельное существование в одной области плазмы двух групп электронов с разными температурами представляет собой физический парадокс, так как при этом игнорируется взаимодействие электронов разных групп друг с другом. Даже в тех случаях, когда функция распределения электронов может быть математически представлена как суперпозиция двух максвелловских распределений, такое разделение является чисто условным и может быть использовано только с целью упрощения расчетов характеристик плазмы, зависящих от функции распределения, и качественного объяснения процессов в плазме.

[Грановский, 1971, стр. 321]Андерсон, используя зондовую методику и по уровню сверхвысокочастотных шумов, излучаемых плазмой, установил, что в гелии при давлениях несколько миллиметров ртутного столба температура медленных электронов является самой низкой по сравнению с другими инертными газами и составляет несколько сотен градусов Кельвина.

Малая средняя энергия электронов является причиной низкого уровня шумов. Это свойство, а также значительная концентрация электронов в отрицательном свечении привели к различным попыткам использовать эту часть разряда в электронных приборах.

На основании изложенных выше результатов изучения отрицательного свечения различными методами можно сделать заключение об общем виде функции распределения электронов по энергиям в этой области разряда, который схематически представлен на рис. 4.16. Широкий максимум при низких энергиях соответствует медленным (конечным) электронам. Близко к нему расположен максимум, вызванный вторичными электронами. При энергиях, близких к е_а U_к, существует максимум функции распределения, обусловленный электронами пучка. При увеличении давления газа этот максимум расширяется, одновременно происходит деформация функции распределения в области низких энергий.

Количественное рассмотрение распределения электронов по энергиям в отрицательном свечении пока не представляется возможным, так как недостаточно изучены процессы, сопровождающие превращение энергии электронного пучка в энергию хаотического движения электронов плазмы. При низких давлениях газа, по-видимому, существенную роль в диссипации энергии пучка играют колебания, возникающие при взаимодействии пучок - плазма. Гусева, Клярфельд и Власов изучали изменение плотности тока на зонд в отрицательном свечении по мере удаления анода от катода. При малой ширине свечения плотность тока на зонд максимальна в середине отрицательного свечения и симметрично спадает к аноду и катоду. При больших расстояниях симметричность нарушается, и максимум плотности тока (и концентрации электронов) расположен ближе к началу отрицательного свечения. Этот эффект объясняется, во-первых, уменьшением из-за ослабления пучка ионизации газа пучком электронов из катодного темного пространства, во-вторых, возрастанием влияния стенок вследствие радиальной диффузии электронов.

Отрицательное свечение и фарадеево темное пространство представляют собой области разряда, в которых энергия электронов мала, и низкая напряженность электрического поля. Поэтому они являются наиболее чувствительными по отношению к внешнему воздействию на тлеющий разряд. При облучении различных частей тлеющего разряда СВЧ-полем наибольшее изменение анодного тока получается для фарадеева темного пространства и примыкающей к нему части отрицательного свечения [Грановский, 1971, с. 322].

4.9.3 Свечение как результат рекомбинации ионов и электронов

[Рожанский, 1937, с. 277] Другое представление, неоднократно обсуждавшееся в литературе, рассматривает свечение как результат рекомбинации ионов и электронов. Элементарный процесс перехода электрона, сталкивающегося с ионом, на один из уровней с отрицательной энергией должен сопровождаться или испусканием кванта света соответствующей частоты, или передачей энергии ионизации какому-нибудь третьему телу. Вероятность рекомбинации с излучением очень невелика, и поэтому спектр испускаемого света обычно не дает оснований для того, чтобы считать свечение результатом таких процессов.

Однако в некоторых случаях спектр рекомбинации все же наблюдается. Он состоит из непрерывных полос, примыкающих к границам спектральных серий. Как известно, такая граница определяется величиной кванта света hν, испускаемого при переходе свободного электрона на один из квантовых уровней в атоме. Если электрон имеет в свободном состоянии еще запас кинетической энергии, то освобождающаяся при рекомбинации энергия и соответствующая частота кванта увеличиваются непрерывно с возрастанием скорости электрона. Изучение таких спектров показало, что вероятность рекомбинации тем меньше, чем больше скорость электрона. Поэтому в катодном сиянии имеются налицо все условия, благоприятствующие рекомбинации, а именно большая концентрация ионов и электронов и малые скорости их. [Рожанский, 1937, с. 277]

 

.10 Темное фарадеево пространство

[Рожанский, 1937, с. 278] Темная область, в которую постепенно переходит катодное сияние, особенно резко бросается в глаза при больших давлениях, так как со стороны анода она граничит со светящимся положительным столбом, а со стороны катода - с узкой областью катодного сияния, в которой происходит поглощение первичных электронов. Эта темная область совершенно отлична от катодного пространства по своим электрическим свойствам. Если в последнем оптическое возбуждение происходит редко, потому что скорости электронов здесь велики, а концентрация их в сильном поле невелика, то в фарадеевом темном пространстве оптического возбуждения не происходит по другой причине. Концентрация электронов на некотором расстоянии от катодного свечения еще довольно велика, но средняя энергия электронов вследствие слабости поля настолько мала, что только очень немногие электроны имеют энергии, достаточные для возбуждения нейтральных частиц газа.

Тем более не происходит в темном фарадеевом пространстве ионизации ударами электронов. Положительные ионы поступают сюда из соседнего положительного столба, но в сравнительно небольшом числе, и поэтому в этой области преобладает отрицательный объемный заряд. В силу этого напряженность поля увеличивается по направлению к аноду, достигая наибольшей величины у границы положительного столба. Темное фарадеево пространство является, таким образом, с одной стороны, продолжением катодного сияния, а с другой, - переходной областью к положительному столбу, в котором катодное падение достаточно для создания нужной температуры электронов.

 

.11 Основные характеристики типичных тлеющих разрядов

Таблица 1. [Князев, с. 176.]

Параметр	Наименьшее значение	Характерное значение	Наивысшее значение
Давление нейтрального газа (Тор)	10-6	0,5	760
Напряжение на электродах (В)	100	1 000	50 000
Ток разряда (А)	10-4	0,5	20
Плотность (эл./см3)	108	5-109	6 • 1012
Температура электронов (эВ)	1	2	5
Мощность (Вт)	10-2	200	250 000
Объем плазмы (л)	10-6	0,1	100

Полезно также представлять себе основные характеристики типичных тлеющих разрядов. В табл. 1 приведен диапазон, в котором лежат наиболее важные характеристики тлеющего разряда - как нормального, так и аномального. В среднем столбце приведены параметры разряда в стеклянной трубке (такие трубки - неоновые, аргоновые, криптоновые - используются для цветной рекламы). Маломощные разряды реализуются в сигнальных лампочках. Мощные разряды широко используются в газовых лазерах [Князев, 2003, с. 176].

 

5. Положительный столб

5.1 Предназначение положительного столба

Положительный столб замыкает электрическую цепь в пространстве между катодом и анодом, и единственно в этом заключается его функция. Состояние плазмы в длинном столбе совершенно не зависит от тог, что делается в приэлектродных областях. Оно определяется местными процессами и величиной пропускаемого тока. Неизбежные потери носителей тока в столбе - электронов - должны восполняться ионизацией. [Райзер, 1987, с. 380]

При изменении расстояния между электродами изменяется длина ПС при неизменной структуре приэлектродных областей вплоть до тех размеров, пока эти области не начнут соприкасаться и перекрываться. Классический ПС, история изучения которого намного превышает сто лет, создается в цилиндрических разрядных трубках радиусами от долей мм (капиллярный разряд) до нескольких см с диэлектрическими (как правило, стеклянными или кварцевыми) стенками при наполнении различными газами или парами металлов, а также их смесями в широком диапазоне давлений (от мТор до атмосферного и выше) при пропускании токов от долей мА до десятков А. [Энциклопедия, 2000, стр. 28]

 

.2 Основные элементарные процессы в ПС

Остановимся здесь вкратце на основных физических процессах, характеризующих стационарный ПС низкого давления [Грановский, 1971, с. 236].

Основным условием существования стационарного ПС является поддержание постоянной во времени концентрации заряженных частиц в нем. Баланс числа заряженных частиц и возбужденных атомов в ПС связан с балансом энергии, которая поступает в положительный столб через посредство продольного (токового) электрического поля. Кроме того, в ПС должна соблюдаться непрерывность тока.

Если стенки трубки состоят из диэлектрика, то через каждое сечение ПС должен протекать один и тот же ток: i = const (мы здесь и везде далее, если не оговорено иное, имеем в виду ПС в трубке с диэлектрическими стенками). В этом случае условие i = const относится не только к положительному столбу, но и к катодной и анодной областям.

Баланс числа заряженных частиц в ПС поддерживается ионизацией нейтральных или возбужденных атомов газа быстрыми электронами. Эта ионизация компенсирует исчезновение заряженных частиц (электронов и ионов) вследствие ухода их на стенки трубки (свободным полетом при р < 10^-2 ÷10^-1 мм рт. ст., диффузией при р > 10^-1 мм рт. ст.) или рекомбинации в объеме (при повышении концентрации заряженных частиц, давления газа или наложении продольного магнитного поля).

В ПС низкого давления не соблюдается принцип детального равновесия в процессах, управляющих балансом числа заряженных частиц. Так, скорость процесса ионизации электронным ударом - рекомбинации в тройном столкновении двух электронов и иона - пренебрежимо мала по сравнению со скоростью прямого процесса. Баланс числа заряженных частиц в ПС низкого давления осуществляется в каждом сечении столба путем следующего стационарного цикла: ионизация в объеме - биполярный ток ионов и электронов к стенкам - рекомбинация на стенках - поток нейтрального газа внутрь объема.

Обмен энергией между электронами приводит к установлению максвелловского распределения электронов по скоростям. Быстрые электроны из «хвоста» функции распределения электронов могут возбуждать и ионизовать атомы, что приводит к непрерывной утечке быстрых электронов из электронного ансамбля и, вообще говоря, в какой-то мере возмущает максвелловское распределение. Кроме потерь энергии электронов на возбуждение и ионизацию, часть их энергии уходит на нагрев газа и часть непосредственно передается стенкам. .

Из-за большой разницы в массах электронов и атомов, а также из-за теплопроводности газа в ПС низкого давления устанавливается электронная температура Т_е в 30÷300 раз превышающая температуру газа Т_g. Температура ионов Т_р при этом практически равна температуре газа; Т'_e ≈10⁴ ÷10⁵ °К, Т_р = T_g = 3·10² ÷10³ °К (если не включать энергию направленного движения ионов вдоль поля в их «температуру»). При повышении давления (точнее, плотности) газа температура электронов снижается из-за уменьшения длины свободного пробега электронов и повышения числа актов ступенчатой ионизации; температура атомов газа растет из-за увеличения их частоты столкновений с электронами, и при давлении 10÷100 мм pm. cm. неизотермический ПС постепенно превращается в контрагированный (сжатый в шнур) почти изотермический ПС. Контракции ПС при этом способствует токовый нагрев газа у оси, приводящий к уменьшению плотности газа и вследствие этого - к повышению электронной температуры и проводимости у оси, и, следовательно, к возрастанию концентрации электронов и плотности тока у оси. [Грановский, 1971, с. 237]

Состояние положительного столба (ПС) не зависит от процессов в приэлектродных областях и определяется только локальными процессами и величиной пропускаемого тока. Электрическое поле Е в ПС чутко реагирует на все изменения, поддерживая постоянным ток разряда. Оно устанавливается таким, чтобы температура электронов Т_г за счет ионизации обеспечивала компенсацию потерь носителей, а их дрейфовая скорость - необходимую величину тока. Большинство носителей поступает в положительный столб извне, т. е. из областей катодного и анодного падений, и лишь малая доля рождается в самом ПС, компенсируя неизбежные потери за счет рекомбинации, прилипания и поперечного дрейфа. [Грановский, 1971, с. 237]

 

.3 Процессы в атомарных газах

[Энциклопедия, 2000, стр. 30]: Наиболее важными процессами, определяющими механизм поддержания ПС разряда, являются процессы ионизации и гибели заряженных частиц. В атомарных газах основную роль играют процессы прямой и ступенчатой ионизации при столкновениях электронов с нормальными или возбужденными атомами. Могут идти процессы ионизации при столкновениях долгоживущих (метастабильных и резонансных) атомов, в результате которых образуются атомарный или молекулярный ион и электрон. Возможны также процессы ассоциативной ионизации, когда возбужденный и нормальный атомы при столкновениях образуют молекулярный ион и электрон. В смесях газов с сильно различающимися потенциалами возбуждения и ионизации эффективно идут процессы пеннинговской ионизации, когда долгоживущие возбужденные атомы одного газа при столкновении с нормальными атомами другого газа передают энергию возбуждения на ионизацию. Особенно велика вероятность пеннинговской ионизации, если энергия метастабильного состояния атомов одного сорта близка к потенциалу ионизации атомов другого сорта. Для описания механизмов ионизации в атомарных газах определяющую роль играет кинетика электронов, поскольку частоты ионизации и возбуждения определяются числом быстрых электронов, с энергиями, превышающими соответствующий потенциал возбуждения или ионизации.

5.4 Процессы в молекулярных газах

[Энциклопедия, 2000, с. 30]: В молекулярных газах наряду с отмеченными механизмами могут играть большую роль процессы ионизации при столкновениях колебательно-возбужденных молекул. Колебательное распределение устанавливается в результате возбуждения молекул электронным ударом и процессов колебательной релаксации в системе ангармонических осцилляторов. Колебательное распределение, особенно в области высоких колебательных уровней, через которые идут процессы возбуждения и ионизации, чрезвычайно чувствительно к изменению газовой температуры вследствие резкой температурной зависимости скоростей колебательной релаксации, а также к добавкам малых примесей газов, например, водорода или кислорода, из-за большой эффективности тушения этих молекул. Подвергая разряд малым внешним воздействиям, например изменяя температуру стенок разрядной трубки всего на десятки градусов или добавляя малые примеси водорода или кислорода на уровне 10^-3 к спектрально-чистому азоту, и наблюдая за реакцией разряда, можно определить область условий, в которых преобладают механизмы ионизации и возбуждения, связанные со столкновениями колебательно-возбужденных молекул.

Влияние малых добавок водорода на электрические поля и газовую температуру иллюстрирует рис.5.1. Поскольку водород приблизительно на три порядка более эффективен, чем азот, в тушении колебательных уровней основного состояния, то добавки водорода в количестве 10^-3 от концентрации азота должны приводить к значительному увеличению скорости колебательной релаксации и обеднению высоких колебательных уровней. Поэтому добавление водорода ведет к возрастанию электрического поля, что связано с необходимостью увеличения колебательной накачки для поддержания должной концентрации колебательно-возбужденных молекул, участвующих в ионизации. Повышение газовой температуры в разряде при добавках водорода является естественным следствием увеличения мощности, вкладываемой в разряд за счет возрастания поля, а также ввиду увеличения скорости энерговыделения в объеме, вследствие возрастания скорости колебательной релаксации.

 

.5 Процессы, приводящие к возникновению в положительном столбе радиального поля

 

.5.1 Амбиполярная диффузия

Рассмотрим длинный положительный столб в трубке (или плоском канале), столь длинный, чтобы его можно было считать однородным вдоль направления тока х. В стационарных условиях rotЕ=0, откуда следует, что однородное по х продольное поле не зависит от поперечных координат (поперечным полем поляризации вообще пренебрегаем) [Райзер, 1987, с. 379]. Скорость диффузии пропорциональна средней хаотической скорости частиц υ_e,p, которая в условиях положительного столба больше для электронов, чем для ионов. Следовательно, электроны в момент возникновения столба быстрее попадают на стенку, заряжая ее отрицательно относительно плазмы. Плазма, наоборот, приобретает положительный заряд (отсюда и название - Положительный столб). Однако величина его не очень велика, так что положительный столб можно считать квазинейтральным). Возникающее электрическое поле ускоряет ионы, причем ровно настолько, насколько необходимо, чтобы выровнять их потоки Г_е и Г_р на стенки:

 

Выполнение условия (5.1) обязательно для стационарного разряда, иначе происходило бы накопление объемных зарядов. Возникновение диффузионных потоков электронов и ионов на стенки при наличии электрического поля называют амбиполярной (двуполярной) диффузией [Чернетский, 1969, с. 142].

Поясним, что это за процесс.

[Райзер, 1980, стр. 148] Допустим, что в плазме имеются градиенты плотностей электронов и ионов и в начальный момент сами плотности п_е и n₊ совпадают, например, имеется распределение плотностей п_е(r), п₊ (r), показанное на рис.5.2, а.

Допустим далее, что внешнего поля либо вообще нет, либо оно направлено перпендикулярно градиентам и однородно, как в положительном столбе. Тогда внешнее поле не может служить причиной нарушения электронейтральности плазмы. Вследствие диффузии начальное распределение расплывается. Легкие электроны, обладающие тепловыми скоростями более высокими, чем тяжелые ионы, вырываются вперед, и образуется объемный заряд, который приводит к возникновению электрического поля поляризации, Это иллюстрирует рис.5.2 , б. Если плотности п_е, n₊ очень малы, то даже при существенном их различии поле получается слабым, и оно не в состоянии повлиять на диффузию зарядов. Заряды диффундируют свободно, в соответствии со своими коэффициентами диффузии D_e (коэффициент диффузии электронов), D₊ (коэффициент диффузии ионов).

 

Если же плотности велики, небольшое нарушение электронейтральности приводит к появлению значительного пространственного заряда, поле поляризации становится сильным, и оно препятствует дальнейшему разделению зарядов. Разделение зарядов и поле поляризации автоматически так подстраиваются друг к другу, чтобы поле сдерживало убегающие электроны, подтягивало к ним тяжелые ионы и заставляло их диффундировать только «вместе». Такая диффузия и называется амбиполярной.

, (5.2)

где D_a - коэффициент амбиполярной диффузии. Поскольку μ_e»μ₊, D_e»D₊,коэффициент амбиполярной диффузии

 (5.3)

имеет промежуточные значения между D_e и D₊. Ведем электронную температуру Т_е в качестве меры средней энергии, даже если спектр электронов и не максвелловский, имея ввиду, что тепловая энергия ионов соответствует температуре газа Т. В неравновесной плазме тлеющего разряда Т_е»Т, и

. (5.4)

Оценим, при каких условиях диффузия действительно имеет амбиполярных характер.

Поле поляризации, которое автоматически устанавливается при амбиполярной диффузии, равно:

. (5.5)

Это поле создается объемным зарядом e δn=e(n₊ - n_e), который по порядку величины определяется соотношением E_r/R~4πe δn=4πen(δn/n). С помощью (5.5) найдем:

.

Длину d называют дебаевским радиусом плазмы; она характеризует расстояния, на которых возможно существенное разделение зарядов в плазме. При условии d«R нарушение электронейтральности мало и диффузия амбиполярна. Если же dR, электроны могут диффундировать свободно[Райзер, 1980, стр. 148].

 

.5.2 Свободная диффузия электронов на стенки

[Райзер, 1980, с. 151]: Вообще говоря, кроме амбиполярной диффузии имеется еще одна близкая, но отличная причина для существования небольшого радиального поля. В момент первичного зажигания разряда, пока зарядов еще мало, электроны диффундируют свободно и скорее, чем ионы, выносятся к стенкам трубки. Они частично оседают на стенках и «навечно» оставляют в газе нескомпенсированный положительный заряд.

Плазма в целом приобретает положительный потенциал относительно боковых стенок. Величина его, очевидно, порядка kТ_е/е, поскольку причиной возникновения потенциала является тепловое движение электронов. Соответствующее поле E_r ~ kT_e /eR одного порядка с полем поляризации, вызванным амбиполярной диффузией. Последняя только перераспределяет электрический заряд, приводя в одном месте к избытку электронов, в другом - к избытку ионов (см. рис.5.2, б), по в целом по объему электронейтральности не нарушает. Поперечные поля в тлеющем разряде обычно малы по сравнению с продольным полем, которое несет функцию обеспечения должной скорости ионизации и поддержания плазмы [Райзер, 1980, стр. 148].

5.6 Баланс числа зарядов

[Князев, 2003, стр. 176]: Так как скорость диффузии электронов выше, чем скорость ионов, то на поверхности разрядной трубки возникает отрицательный заряд, создающий некоторое радиальное электрическое поле, препятствующее уходу электронов на стенки. Диффузия и объемная рекомбинация электронов в ПС компенсируются ударной ионизацией, что символически описывается уравнением

 

Если коэффициент рекомбинации β мал, то разряд контролируется диффузией и рекомбинационным членом можно пренебречь. Тогда из уравнения (5.8) получим требование

(- частота диффузионных уходов [Райзер, 1980, стр. 148]), где Λ = R/2,4 - характерная диффузии

онная длина. При этом по радиусу устанавливается бесселев профиль плотности

Если мал коэффициент диффузии D_a, то источником потерь электронов является объемная рекомбинация и

В этом случае плотность не зависит от r везде, кроме узкой области вблизи стенок, т.е. постоянна по сечению. На самом деле около поглощающих стенок появляется сильный градиент n и там пренебречь диффузией нельзя. Плотность мало меняется в основной части сечения, но вблизи стенок резко падает [[Райзер, 1987, стр. 280]:]. Используя эти результаты и уравнение (5.8), можно записать интерполяционное уравнение баланса, учитывающее оба предельных случая и описывающее переход между ними [32]:

 

.7 Величина поля и его ВАХ в положительном столбе

[Райзер, 1980, с. 177]: Плотность электронов

на плотность тока в столбе

Последнее выражение описывает ВАХ столба. При малой плотности тока мала плотность электронов и второй член в скобках мал. Поскольку Е в столбе определяется выражением (5.13) и не зависит от n (и от тока), то ВАХ столба в этом случае - прямая, параллельная оси тока. При увеличении разрядного тока возрастает степень ионизации, преобладающей становится объемная рекомбинация и Е растет с ростом плотности тока j. Если мы имеем разряд большой длины при высокой плотности газа, то длина столба существенно превышает размер всех слоев и ВАХ столба определяет вид вольт-амперной характеристики всего разряда. Именно такого типа разряды используются в мощных газовых лазерах.

5.8 Баланс энергии

Баланс энергии электронов определяется джоулевым нагревом в продольном поле и потерями энергии в упругих и неупругих столкновениях [Энциклопедия, 2000, с. 29]. Упругие (квазиупругие) столкновения, когда при одном соударении происходят малые потери энергии, неупругие, когда электрон сразу теряет практически всю свою энергию [Богданов, 2004, стр. 47]. При низких давлениях, когда в балансе энергии доминируют неупругие удары, энергия выносится с излучением и передача энергии на нагрев нейтралов мала. При этом поддерживается большой отрыв электронной температуры от температуры газа. С повышением давления возрастает эффективность упругих ударов, что приводит к постепенному нагреву нейтрального газа и сближению электронной и газовой температур. Электронная температура, как правило, устанавливается на уровне в несколько эВ. Температура нейтральных частиц из-за быстрого теплообмена и теплоотвода оказывается на один-два порядка ниже электронной [Энциклопедия, 2000 стр.29]. Действительно, при давлении газа р ~1-10 Тор плотность электронов в разряде в зависимости от условий обычно составляет 10⁸-10¹² см^-3, что соответствует степени ионизации α = 10^-7-10^-8.Согласно уравнению Саха, температура электронов при таких параметрах Т_е должна быть 10^-2-1 эВ, тогда как ее характерное значение реально лежит в интервале 1-3 эВ [Князев, 2003, стр. 177], Рис. 5.3. С повышением давления и ростом тока сказывается неоднородный радиальный разогрев газа, и в конечном счете происходит термализация плазмы (ПС дуги высокого давления, стабилизированный стенками), когда у всех компонентов практически одинаковая температура - имеет место локальное термодинамическое равновесие.

В качестве примера постепенного уменьшения отрыва газовой температуры от электронной, особенно в молекулярных газах, на рис. 5.4, а приведены температуры нейтральных компонент на оси ПС в инертных газах, а на рис. 5.4, б в молекулярном азоте. Для выбранных разрядных условий почти вся мощность jE, вкладываемая в единицу объема плазмы, в конечном счете, идет на нагревание нейтрального газа. Действительно, для инертных газов при давлениях в десятки Тор в балансе энергии электронов доминируют упругие удары, которые являются источником нагревания атомов. В молекулярном азоте в балансе энергии электронов преобладают процессы возбуждения колебетельно-вращательных уровней основного состояния молекулы N₂. В результате быстрых процессов колебательной релаксации эта энергия также идет на разогрев нейтрального газа. Уравнение теплового баланса при этом имеет вид jE =χ(Т) T, где χ - коэффициент теплопроводности При одинаковых плотностях тока температура зависит от величины поля Е и от коэффициента теплопроводности χ и его температурной зависимости. Так, например, поле в Не превышает поле в Ne и Аr (Рис. 5.5,a), но коэффициент теплопроводности у Не оказывается заметно больше, чем у Ne, который, в свою очередь, больше, чем у Аr. По этой причине температура газа в Аr превышает температуру в Не и Ne. Электрические поля в азоте намного превосходят поля в инертных газах (Рис. 5.5, б), что приводит к очень высоким температурам газа на оси разряда, достигающих 3500 К. Естественно, что для поддержания разряда в подобных условиях требуется принудительное эффективное охлаждение стенок разрядной трубки. [Фортов, 2000г., стр. 28]

Решение уравнения теплового баланса позволяет найти радиальные распределения температуры газа, если известны зависимости j(r) и χ (Т)- На рис. 5.6 сопоставляются относительные спады по радиусу температуры атомов Ne и Аr, измеренные итерференционно-голографическими методами (точки), с рассчитанными и их уравнения теплового баланса (сплошные линии). Абсолютные значения темпера тур на оси Т_о соответствуют рис.5.4, а. Видно, что с ростом тока для всех газов разность температур центр-стенка возрастает и градиенты температуры увеличиваются [Фортов, 2000, стр. 29].

Устанавливающееся в ПС значение продольной напряженности электрического поля (Е_z≈1÷10 в/см) соответствует установившемуся значению электронной температуры (Т_е≈1÷10 эв) [Князев, 2003, стр. 178].

В широких пределах изменения тока ПС (10^-4 ÷1 а) напряженность продольного электрического поля не зависит от величины тока, пока при увеличении тока не станут играть заметную роль ступенчатые и нелинейные процессы (ступенчатая ионизация, объемная рекомбинация) [Князев, 2003, стр. 178].

При прохождении через ПС тока выделяется джоулево тепло jE = αЕ² и газ нагревается. Если газ не прокачивается через трубку, то в стационарном режиме тепло уходит на стенку за счет теплопроводности

Если пересчитать на 1 см³ объема плазмы, то потери энергии равны

где C_p1 - теплоемкость при постоянном давлении в расчете на одну молекулу газа, a ν_T - величина, обратная времени вывода тепла из объема. Поскольку энергия передается газу, главным образом, через электрон-атомные столкновения, а плотность электронов максимальна на оси трубки, то газ приобретает импульс, приводящий к его циркуляции. Распределение плотности электронов поперек трубки и профиль скорости нейтрального газа показаны на рис. 5.7. Именно циркуляция газа вызывает "механический эффект катодных лучей", впервые наблюдавшийся в 1879 г. в трубке Крукса.

Если имеется конвективный теплоотвод (прокачка газа через разряд), то потери энергии можно записать в том же виде

где эффективная частота теплоотвода теперь имеет вид

Здесь l₁ - характерная длина потока в газе вдоль или поперек трубки, a и- скорость потока газа. Газовая температура для обоих случаев находится из общего уравнения

Если ток разряда достаточно большой, то при примерном постоянстве давления по всему объему плотность газа на оси, где температура выше, падает, а величина E/N увеличивается и становится выше, чем это необходимо для поддержания стационарного разряда. Это значит, что для поддержания необходимой скорости ионизации требуется меньшее поле Е, что уменьшает падение напряжения на столбе. Иными словами, при нагреве газа реализуется падающая вольтамперная характеристика вместо плоской. В падающей вольтамперной характеристике верхняя точка ее пересечения с нагрузочной прямой неустойчива, что приводит к резкому росту ионизации в центре и '"контракции" (сжатию) разряда. При этом разряд переходит в искровой или дуговой. Чем выше давление, тем ниже по току и плотности электронов верхняя граница "диффузного" (т. е. неконтрагированного) разряда. Поддержание однородного объемного разряда высокого давления - одна из важнейших задач в технологии мощных газовых лазеров с поперечным разрядом, т. е. разрядом, при котором поперечный размер электродов существенно превышает расстояние между ними. Конвективный отвод тепла (быстрая прокачка газа поперек промежутка) и облегчение рождения стартовых лавин вблизи катода (например, за счет внешней фотоионизации) играют при этом существенную роль [Князев, 2003, стр. 178].

 

.9 Влияние объемных процессов исчезновения электронов из области разряда на неоднородность столба

В положительном столбе хаотическое движение превалирует над направленным. Для хаотического движения характерно возникновение потоков в направлении градиента плотности частиц, т. е. диффузия. Градиент плотности в положительном столбе всегда существует, поскольку на стенках происходит рекомбинация частиц, а это ведет к обеднению ими пристеночных областей.

Возникающее электрическое поле ускоряет ионы, причем ровно настолько, насколько необходимо, чтобы выровнять их потоки [[Чернетский, 1969, с. 142].

Так как на каждую единицу длины столба вследствие постоянства напряженности продольного поля приходится одинаковое число зарядов обоих знаков и, так как число частиц, образующих заряд стенки, предполагается меньше числа заряженных частиц в соответствующем объеме, то в объеме газа должен быть приблизительно одинаковое число положительных и отрицательных зарядов. В объеме должен существовать только незначительный избыток положительных зарядов, который на каждую единицу длины столба точно равен числу отрицательных зарядов стенки на каждую единицу ее длины. Тогда имеющиеся в объеме избыточные положительные заряды полностью компенсируются отрицательными зарядами стенки. Кроме продольного поля разряда появляется направленное наружу продольное поле. При отсутствии этого радиального поля эквипотенциальные поверхности были бы просто параллельными между собой плоскостями; вслествие наличия радиального поля эквипотенциальные поверхности принимают форму круглых чашек, вогнутая сторона которых согласно рис.5.8 обращена к катоду [Энгель, 1935, стр. 98].

 

.1 Процессы образования ионов для тока

В средней части длинного положительного столба с вполне установившимся режимом от частей, близких к аноду, в направлении к катоду передвигаются положительные ионы с концентрацией, постоянной вдоль всего столба; при этом электрическое поле в столбе пополняет потери этого потока ионов, происходящие вследствие диффузии к стенкам. Однако у конца положительного столба, находящегося со стороны анода, уже отсутствует такая часть положительного столба, которая подводила бы к этому концу положительные ионы. Поэтому в конце столба не только должны восполняться потери ионов вследствие диффузии, но должно вообще происходить образование всех необходимых для тока ионов. Это происходит следующим образом: вследствие недостатка ионов в непосредственной близости к аноду здесь находится избыточный отрицательный объемный заряд, благодаря чему напряженность поля межу анодом и этим отрицательным зарядом больше, чем напряженность поля в положительном столбе. Таким образом, электроны в области анодного падения еще раз особенно ускоряются; при этом увеличивается доля электронов, набравших энергию, достаточную для возбуждения или ионизации. В области анодного падения происходит поэтому усиленное образование новых ионов, сумма всех ионов, выходящих из области анодного падения, как раз и дает ионную составляющую тока положительного столба. [Энгель, 1935, с.109]

6.2 Анодное падение

Пусть перед плоским анодом имеются налицо анодное падение толщиной d_А. Представим себе плоскость F проведенной на расстояние r от поверхности анода. Пусть через плоскость F от анода течет ионный ток j_x. При х=0 ионный ток должен исчезать (при отсутствии эмиссии ионов из холодного анода). Для малых х ионный ток равен числу ионов, образующихся в единицу времени между плоскостью F и анодом. Чем большим мы будем брать х, тем большим будет делаться объем, в котором образуются ионы, и тем больше становится ионный ток j_x⁺. Однако, пока j_x⁺ меньше, чем ионная составляющая тока в положительном столбе, до тех пор количество ионов еще недостаточно для компенсации объемного заряда электронов и напряженность поля больше, чем в положительном столбе. На некотором критическом расстоянии х ионный ток j_x⁺ достигает как раз такой величины, что он компенсирует объемный заряд электронов; на этом расстоянии, равном толщине анодного падения d_A, область анодного падения переходит постепенно в положительный столб. На основании этих представлений можно непосредственно подсчитать величины, характеризующие ионизацию и объемные заряды в области анодного падения. Такой расчет показывает, что величина анодного падения всегда должна точно согласоваться с величиной ионизационного потенциала газа и что у примыкающих к аноду частей разряда отсутствует всякое стремление к стягиванию на какой-нибудь одной части поверхности анода, вследствие чего не может появляться и нормальное анодное падение. Напротив, анодное падение растет монотонно с увеличением плотности тока, не слишком разнясь по своей величине от ионизационного потенциала газа. [Энгель, 1935, стр.109]

 

.3 Анодное тлеющее свечение и темное анодное пространство

Вследствие больших скоростей электронов часть анодной области, граничащая со столбом, ярче самого столба. Это «анодное тлеющее свечение» при больших анодных падениях может быть еще отделено от поверхности анода снова более слабо светящейся зоной - анодным темным пространством. Темное анодное пространство появляется потому, что в нем большинство электронов приняло уже скорость, большую той, которая соответствует максимуму функции возбуждения, и потому соударения электронов с атомами приводят к меньшему излучению света. Таким образов анодное темное пространство возникает по той же причине, что и катодное темное пространство.

Если поверхность анода очень мала по сравнению с поперечным сечением столба, то перед анодом образуется большая область с очень высокой напряженностью поля. В этом случае вокруг анода образуется светящаяся область, наружная граница которой представляет собой по отношению к положительному столбу как бы увеличенный анод, могущий отбирать весь электронный ток столба без добавочных отсасывающих полей.

С другой стороны, если поверхность анода очень велика, то для отбора электронного тока не нужно совсем никакого отсасывающего поля, так как диффузии электронов к аноду уже вполне достаточно для получения необходимых небольших плотностей тока. В этом случае анод относится к положительному столбу примерно так же, как относился бы к плазме зонд, если бы ток на зонд равнялся всему току. Правда, при более глубоком рассмотрении эта параллель между анодом и зондом в значительной мере теряет свое значение, так как анод, рассмотренный здесь как зонд, настолько велик, что производит очень заметное обратное влияние на плазму положительного столба [29,стр.109].

 

.4 Образование анодных пятен

Особого упоминания заслуживают явления, имеющие место, когда анод отдает газ или начинает испаряться вследствие нагревания его зарядом. В этом случае перед зондами, отдающими особенно много газа или пара, электроны испытывают также много соударений с нейтральными молекулами газа и поэтому могут здесь особенно ионизировать. Около таких мест положительные ионы появляются в больших количествах, чем перед другими частями поверхности анода. Притекающие электроны притягиваются преимущественно к этим положительным зарядам. В результате заряд концентрируется на отдельных частях поверхности анода в виде светящихся образований различной формы - анодные пятна (перлы). Излучаемый этими областями анодного падения свет зависит от свечения отдаваемых анодом газов или паров материала анода [Энгель, 1935, с.110]. Если таких образований появляется больше одного, то они часто располагаются перед анодом удивительно симметрично. Иногда эти пятна быстро перемещаются, образуя концентрические окружности или звезды. На рис.6.1 показаны примеры анодных пятен в водороде [Энциклопедия, 2000, с.37]. Какие силы обусловливают такое распределение - не выяснено. [Энгель, 1935, с.110]

Анодные пятна наблюдаются при положительном анодном падении. При отрицательном анодном падении или положительном падении небольшой величины светящаяся пленка отсутствует. [Энциклопедия, 2000, стр.37]

Качественные соображения по поводу появления анодных пятен иллюстрируются pиc.6.2. При больших значениях АП имеет место высокая плотность генерации ионов у анода, что приводит к появлению новой плазмы. На первой стадии новая плазма покрывает анод тонким равномерным слоем с избытком положительного объемного заряда (рис.6.2 ,а). Потенциал плазмы несколько превышает потенциал анода. Существование такого равномерного слоя неустойчиво. Любое локальное возмущение приводит к увеличению толщины плазмы в этом месте (рис.6.2 б). Локальное плазменное утолщение, из которого выделяется ионный поток повышенной плотности, выходит в сторону катода (рис.6.2, в).

 

6.5 Процессы формирования прианодной области

Наиболее изученными к настоящему времени являются вопросы формирования прианодной области в инертных газах при положительном АП. Схематический вид потенциала при переходе от ПС к эквипотенциальному аноду, заполняющему все сечение трубки, для положительного АП изображен на рис.6.3.

Возмущенная анодом неоднородная область состоит из тонкого слоя объемного заряда толщиной порога дебаевского радиуса L_D, (величина, которая характеризует расстояния, на которых возможно существенное разделение зарядов в плазме. [Райзер, 1980, стр. 150]) в котором сосредоточено АП, и протяженной области неоднородной квазинейтральной плазмы, размер которой при низких давлениях и небольших токах λ_ε~U_ex/eE₀ (U_ex - порог возбуждения, Е₀ - однородное поле в столбе).Визуально наблюдаемая картина свечения разряда при переходе от ПС к аноду изображена на рис.6.4, а. Поверхность анода покрыта яркосветящейся пленкой, которая сменяется слабосветящейся и несколько сжатой к оси областью, размером порядка сантиметра (темное анодное пространство). Далее свечение однородно и аналогично свечению в ПС. Экспериментальные данные показывают, что продольное поле остается приблизительно равным полю в однородном столбе вплоть до нескольких миллиметров до анода, в ряде случаев возможно наличие небольшого участка слабого поля вблизи анода. Характерное распределение потенциала плазмы на оси разряда и картина движения электронов в прианодной области представлены на рис.6.4, б. Кривая 1, соответствующая Е = еφ(х) (е - полная энергия, еφ(х) - потенциальная энергия), показывает распределение потенциала на оси разряда. Кинетическая энергия электронов V на этой кривой равна нулю. Если выполняется условие λ_Т ~ » λ_ε, то электроны движутся в плоскости е,х без потерь энергии на упругие удары по горизонтальным прямым до тех пор, пока их кинетическая энергия не достигнет порога возбуждения U_ex (кривая 2), после чего испытывают неупругий удар, или до тех пор, пока не достигнут анода, с кинетическими энергиями, меньшими порога возбуждения. Траектории движения показаны стрелками. Видно, что анод является стоком электронов с полными энергиями ε < U_ex, или с кинетическими энергиями U < е - еφ(х). На рис.6.4, в представлены аксиальные распределения средней энергии, концентрации электронов и яркости линейчатого излучения плазмы. При положительном АП концентрация ионов у анода практически равна нулю. За счет дополнительной ионизации в слое образуются ионы, которые в сильном поле создают поток, нарастающий от анода к столбу. В случае отрицательного АП образуется потенциальная яма для электронов, электроны разделяются на две группы - запертые и пролетные. Появление медленных электронов в яме возможно за счет неупргих ударов, когда электроны теряют энергию, равную потенциалу возбуждения, и за счет потока по энергии вследствие упругих ударов. Межэлектронные столкновения приводят как к попаданию электронов в яму, так и к их уходу из ямы. Образование потенциальных ям и, соответственно, отрицательных АП возможно только при больших токах, когда интенсивность межэлектронных столкновений достаточно велика. При малых токах наличие потенциальной ямы приводило бы к остыванию запертых электронов до температур порядка атомных и к очень большим перепадам концентраций в прианодной области. По этой причине аксиальный потенциал при малых токах должен меняться монотонно. Знак АП является кинетическим эффектом [15, стр. 38]

На рис. 6.4 показаны распределения продольною потенциала eφ(x), источников прямой I_d{x) и ступенчатой 1_s(х) ионизации, а также ионизации при столкновениях метастабильных атомов (хемоионизации) I_m(х). Из рисунка видно, как по мере приближения к аноду ступенчатая ионизация и хемоионизация спадают, поскольку эти процессы идут через метастабильные состояния, заселенность которых спадает к аноду.

Прямая ионизация, которая в столбе не играла заметной роли, в области АП потенциала резко нарастает. Свечение пленки на аноде обусловлено процессами прямого возбуждения электронным ударом.

6.6 Исчезновение анодного свечения

Если анод в тлеющем разряде настольно приблизить к катоду, что положительный столб совсем исчезнет и анод погрузится в наружную часть отрицательного тлеющего свечения, то анодное свечение пропадет одновременно с ним пропадает анодное падение потенциала (общее напряжение горения разряда уменьшается на 10-20 V). Убедительного представления о причинах этого явления до сих пор не существует. Можно предполагать, что при некотором критическом расстоянии первичные электроны из катода могут долетать до анода и при том сильно ионизировать поверхность анода (адсорбированные газы), так что специальное анодное падение делается излишним. Правда, то представление не учитывает двух соображений, которые не могут быть просто отброшены: во-первых, расстояние между катодом и анодом, при котором пропадает анодное тлеющее свечение, может быть много больше пробега ускоряемого в катодном падении электрона и, во-вторых, не проверено, освобождают ли электроны ионы в больших количествах из насыщенных газом металлических поверхностей. В пользу приведенного выше представления говорит то обстоятельство, что при увеличении катодного падения критическое расстояние, при котором исчезает анодное тлеющее свечение, очень сильно увеличивается. [Энгель, 1935, с. 111]

 

7. Страты

Положительный столб разряда в трубках стратифицирован (рис. 6.5) гораздо чаще, чем это видно невооруженным глазом. Чаще всего страты движутся. В инертных газах при p~10^-1 - 10 тор - со скоростями υ_ф~100 м/с, в направлении от анода к катоду. Поскольку интенсивность свечения осциллирует во времени с частотами порядка 1 кГц, глаз этого не разрешает, и столб выглядит однородным. Страты бывают и неподвижными. Тогда видно, как вдоль трубки чередуются светлые и темные слои. Так, собственно, страты и были обнаружены. Страты стоят на месте, когда в разряде имеется какой-то локальный постоянно действующий источник сильного возмущения, например зонд под большим отрицательным потенциалом или резкое изменение сечения трубки. Иногда роль такого возмущения играет прикатодная область. Стоячие страты выстраиваются в сторону анода от места возмущения, постепенно затухая. В некоторых случаях затухают только несколько первых, начиная от катода, а потом затухание прекращается. Длина одной страты, т. е. расстояние между соответственными точками соседних страт, составляет обычно несколько радиусов трубки. Это относится как к стоячим, так и к бегущим стратам. Страты существуют в ограниченном диапазоне условий по величине тока, роду газа, давлению, радиусу трубки. От тех же параметров зависят и амплитуда колебаний свечения, длина волны страт, скорость их распространения. Вблизи границы существования амплитуда колебаний свечения, которая в какой-то мере отражает и амплитуду колебания плотности электронов, невелика. Колебания при этом близки к синусоидальным.

Нередки страты большой амплитуды, в которых плотность электронов изменяется во времени и вдоль длины трубки на порядок и распределения параметров далеки от синусоидальных. Соотношение между стратами малой и большой амплитуд примерно таково же, как между звуковыми (акустическими) и сильными нелинейными волнами в газовой динамике. Вне области существования страт положительный столб устойчив и однороден, хотя путем внешнего возмущающего воздействия можно возбудить страты и в небольшой окрестности за пределами области естественного существования. [Райзер, 1987, стр. 407]