Физика тлеющего разряда

4.2.3 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,

N₂*+ М > 2М, М = N₂,N.

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

N + N > N₂* + e.

При достаточно высокой температуре газа она достигает уровня ударной ионизации

N₂ + 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]

4.2.4 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/г)?3 «длины ионизации» б^-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 б[Е(х)] и фактически ионизационный коэффициент б(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 е = 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].

4.4 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 ( = _p). Пренебрегая пространственным зарядом электронов вследствие их большой подвижности и используя уравнение, определяющее потенциальное поле

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

(x)=e₀[n_p(x)-n_e(x)] (5.5.3),

где (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 г=const,

имеем

Формулы

E(x)=-d(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].

4.5 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:

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

2) 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 г 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)=г_pj_p(0) + г_нf_dn_нdj_e(0)+г_нf_gn_нgj_eg.

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

n_нg - 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 г_н 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 г 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 д. При этом необходимо учитывать неравновесный характер движения электронов, проявляющийся в виде зависимости коэффициента ионизации б не только от напряженности поля в данной точке разряда, но и от пройденной электроном разности потенциалов: б(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 г), 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 г, 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 г).



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].

4.9.1 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.

Оптическое возбуждение атомов обусловлено, таким образом, существованием достаточного числа электронов, имеющих нужную для этого энергию и находящихся в слабом электрическом поле. В сильном поле электроны не могут накапливаться в большом количестве, и их концентрация, вообще говоря, тем меньше, чем сильнее поле [Рожанский, 1937, c. 275].

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 н_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 ц (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 (5ч6) Т_{е эфф} Оно немного искажено вторичными электронами и электронами пучка, число которых относительно мало.. Этот результат можно понять, если сопоставить времена релаксации энергии электронов при электрон-электронных ф_ee и электрон-атомных ф_eg соударениях или обратные им величины 1/ ф_ee = н_ee и l/ ф_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 л_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 hн, 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]