I WSTĘP TEORETYCZNY

PRZEWODNOŚĆ ELEKTRYCZNA W GAZACH

W odróżnieniu od metali i elektrolitów gazy składają się z obojętnych elektrycznie atomów i cząsteczek i nie zawierają ładunków swobodnych (elektronów i jonów), zdolnych do uporządkowanego ruchu pod wpływem pola elektrycznego. Są one zatem - w normalnych warunkach - izo­latorami. Potwierdzają to doświadczenia z naładowanymi przewodnikami izolowanymi, pozostawionymi w suchym powietrzu: ładunek ich nie ulega, praktycznie biorąc, jakimkolwiek zmianom w ciągu długiego okresu czasu. Gaz staje się przewodnikiem wówczas, gdy część jego cząsteczek zostanie zjonizowana.

Jonizacja cząsteczek gazu polega na ich rozszczepieniu na elektrony i jony dodatnie. W gazie mogą powstawać również jony ujemne w wyniku łączenia się części uwolnionych elektronów z jego cząsteczkami obojętnymi.

Atomy i cząsteczki gazu tworzą trwałe układy naładowanych cząstek. W celu jonizacji atomu (lub cząsteczki) należy zatem wykonać pracę przeciw siłom wzajemnego oddziaływania między wyrywanym elektronem i pozostałymi cząstkami atomu (lub cząsteczki). Praca ta nosi nazwę pracy jonizacji A_j. Wartość pracy jonizacji zależy od struktury chemicznej gazu i stanu energetycznego wyrywanego elektronu w atomie lub cząstecz­ce. Z jądrem atomu najsłabiej związane są elektrony powłoki zewnętrznej (walencyjne); z tego względu do usunięcia z atomu elektronu walencyjnego wystarcza mniejszy nakład pracy niż do wyrwania dowolnego innego elektronu. Po usunięciu z atomu jednego elektronu siła wiązania pozosta­łych elektronów z jądrem wzrasta. W celu odłączenia od jednokrotnie zjonizowanego atomu następnego elektronu należy zatem wykonać znacznie większą pracę niż przy odrywaniu pierwszego elektronu.

Pracę jonizacji można scharakteryzować za pomocą potencjału jonizacji. Potencjałem jonizacji
nazywamy różnicę potencjałów, jaką powinien przebyć elektron w przyspieszającym:

Jeśli
jest wyrażone w elektronowoltach, a
- w woltach, to obie te wielkości są sobie równe.

Jonizacja gazu może zachodzić pod wpływem rozmaitych bodźców zewnętrznych: silnego nagrzania gazu, promieni rentgenowskich, promieni
powstających w wyniku rozpadu promieniotwórczego, promieni kosmicznych, bombardowania cząsteczek gazu szybko poruszającymi się elektronami lub jonami. Wskaźnikiem ilościowym procesu jonizacji jest natężenie jonizacji, wyrażające się liczbą par cząstek naładowanych (o zna­kach przeciwnych), powstających w jednostce objętości gazu w ciągu jednostki czasu.

RODZAJE WYŁADOWAŃ W GAZACH

• Wyładowanie niesamoistne

Proces przepływu przez gaz prądu elektrycznego nazywa się wyładowaniem w gazie. Jeśli przewodność elektryczna gazu uwarunkowana jest działaniem zewnętrznych czynników jonizujących, powstający w nim prąd elektryczny nosi nazwę wyładowania niesamoistnego w gazie. Wraz z ustaniem działania tych czynników przerwaniu ulega również wyładowanie niesamoistne. Wyładowaniu takiemu nie towarzyszy nigdy świecenie gazu.

W celu zbadania zależności natężenia prądu od napięcia U między elektrodami w przypadku wyładowania niesamoistnego w gazie, posłużymy się układem, którego schemat jest przedstawiony na Rys. 1.1. Napięcie przyłożone do elektrod A i K regulujemy za pomocą potencjo­metru P i mierzymy za pomocą woltomierza V. Do pomiaru natężenia prądu służy czuły galwanometr G. Gaz zawarty w naczyniu zamkniętym jonizuje się pod działaniem promieni rentgenowskich, wysyłanych przez lampę rentgenowską R. Natężenie jonizacji podczas doświadczenia pozo­staje stałe. Wyniki pomiarów są ujęte w postaci wykresu, uwidocznionego na Rys. 1.2.

RYS. 1.1	RYS. 1.2

Rozpatrzmy ten wykres. Dla niewielkich napięć natężenie prądu jest, proporcjonalne do napięcia (obszar oznaczony cyfrą 1). Staje się to w pełni zrozumiałe, gdy uwzględnimy, że wyładowanie niesamoistne w gazie jest analogiczne do prądu w elektrolitach: w obu przypadkach przyczyną procesu jest uporządkowany ruch jonów. Gęstość prądu w rozpatry­wanym wyładowaniu określamy jako:

gdzie
i
oznaczają ruchliwości jonów dodatnich i ujemnych, a
i
- odpowiednio ładunek i stężenie jonów dodatnich. Podczas joni­zacji w gazach powstają zazwyczaj elektrony i jednowartościowe jony dodatnie; można zatem przyjąć, że
oraz
, gdzie
oznacza liczbę par jonów w jednostce objętości. Powyższy wzór przybiera wówczas postać:

Stwierdzono doświadczalnie, że ruchliwość jonów gazowych w szerokim zakresie ciśnień (od 10^-4 do 10² at) jest odwrotnie proporcjonalna do ci­śnienia.

Przy dalszym wzroście napięcia U zależność liniowa natężenia prądu I od U ulega naruszeniu (obszar oznaczony cyfrą 2). Zjawisko to wiąże się z następującą istotną różnicą między wyładowaniem niesamoistnym w gazie a prądem w elektrolitach: w tych ostatnich ubytek jonów, warunku­jących przewodność i podlegających zobojętnianiu przy elektrodach, jest w całej objętości cieczy nieustannie uzupełniany w wyniku dysocjacji nowych cząsteczek elektrolitu. Z tego względu liczba par jonów w jednostce objętości (
) nie zależy w zasadzie od gęstości prądu i pozostaje stała. W przypadku wyładowania niesamoistnego uzupełnianie liczby jonów zależy wyłącznie od mocy zewnętrznego źródła jonizacji, w związku z czym jedynie przy małych gęstościach prądu (tj. przy małych E i U) można przyjąć, że
=const i j jest proporcjonalne do E. Przy dalszym powięk­szaniu natężenia pola E stężenie jonów maleje i zależność liniowa natę­żenia prądu od napięcia ulega naruszeniu. Ze wzrostem napięcia U natężenie prądu rośnie coraz wolniej (obszar II).

Poczynając od pewnej wartości napięcia U_nas, natężenie prądu wy­ładowania niesamoistnego pozostaje stałe pomimo dalszego powiększania napięcia (obszar oznaczony cyfrą 3). Zjawisko to tłumaczy się tym, że w silnych polach elektrycznych prędkość jonów osiąga duże wartości, wskutek czego na swej drodze ku elektrodom jony nie zdążają łączyć się w cząsteczki obojętne, a zatem przy stałym natężeniu jonizacji nie obserwujemy wówczas dalszego wzrastania prądu.

Maksymalne natężenie prądu I_nas, osiągalne przy danym natężeniu jonizacji nazywamy prądem nasycenia. W przypadku prądu nasycenia do elektrod dociera w każdej sekundzie ilość elektryczności
, gdzie
oznacza liczbę par jonów jednowartościowych, powstających w danej objętości gazu pod działaniem czynnika jonizującego w ciągu l sekundy. Prąd nasycenia wynosi zatem

Z powyższego równania wynika, że jeśli zwiększyć kilkakrotnie natężenie jonizacji, tj. liczbę par jonów (
) powstających w ciągu l sekundy, to tyleż razy wzrośnie prąd nasycenia
. Występowanie prądu nasycenia potwierdza jonowy charakter przewodności elektrycznej gazów. Przy dalszym powiększaniu napięcia między elektrodami natężenie prądu zaczyna ponownie szybko wzrastać (obszar oznaczony cyfrą 4).

• Wyładowanie samoistne

Wyładowanie elektryczne w gazie, utrzymujące się po ustaniu dzia­łania zewnętrznego czynnika jonizującego, nazywamy wyładowaniem samoistnym. W celu uzyskania go jest rzeczą niezbędną, aby w wyniku samego wyładowania w gazie powstawały w sposób ciągły swobodne ładunki elektryczne. Podstawowym źródłem ich powstania jest jonizacja zderzeniowa cząsteczek gazu.

Rozpatrzmy wpływ wartości napięcia U między elektrodami rury (lampy) wyładowczej gazowanej (przedstawionej na Rys. 1.1) na prze­wodność gazu i procesy zachodzące w nim przy przepływie prądu elektrycz­nego. Dla pewnej, dostatecznie dużej wartości napięcia elektrony powstają­ce w gazie pod działaniem zewnętrznego czynnika jonizującego R są w ta­kim stopniu przyśpieszane przez pole elektryczne, że wskutek zderzania się z cząsteczkami gazu są w stanie je zjonizować. Tworzą się przy tym elektrony wtórne i jony. Elektrony wtórne również podlegają przyśpie­szaniu w polu elektrycznym i same z kolei jonizują dalsze cząsteczki gazu. W ten sposób wzrasta znacznie liczba nośników prądu w gazie, a tym samym jego przewodność. Tu tkwi właśnie przyczyna nagłego wzrostu prądu elektrycznego na początku zakresu IV napięć (Rys. 1.2). Jonizacja zderzeniowa wytwarzana przez same elektrony nie wystarcza jednak do podtrzymania wyładowania po usunięciu zewnętrznego czynnika jonizu­jącego, tj. do urzeczywistnienia wyładowania samoistnego. Istotnie, każdy elektron porusza się w polu elektrycznym rury wyładowczej w kierunku od katody do anody. Z tego względu jest on w stanie zjonizować jedynie te cząsteczki gazu, które znajdują się bliżej anody niż miejsce jego własnego powstania. Inaczej mówiąc, jeśli energia jonów dodatnich nie wystarcza do wywołania jonizacji zderzeniowej cząsteczek gazu lub do wybijania elektronów z metalu katody, to w pobliżu tej ostatniej elektrony mogą powstawać jedynie pod wpływem zewnętrznego czynnika jonizującego. Jeżeli jego działanie nagle ustaje, to obszar jonizacji zderzeniowej ulega stopniowemu skracaniu, kurcząc się w kierunku anody w miarę zbliżania się ku niej elektronów. W końcu zarówno jonizacja zderzeniowa, jak i prąd elektryczny w gazie zanikają całkowicie.

Zgoła odmienny obraz będziemy obserwować wówczas, gdy napięcie U wzrośnie w takim stopniu, że również jony dodatnie uzyskają zdolność generowania elektronów wtórnych. W takim przypadku powstaje obukierunkowa lawina elektronów i jonów dodatnich, tworzących się we wszystkich częściach objętości gazu. Obecnie w wywoływaniu wyładowania w gazie zewnętrzny czynnik jonizujący nie odgrywa już, praktycznie bio­rąc, jakiejkolwiek roli, ponieważ liczba wytwarzanych przezeń elektronów pierwotnych jonów jest znikomo mała w porównaniu z liczbą elektronów wtórnych i jonów powstających dzięki przytoczonym powyżej procesom. W związku z tym ustanie działania zewnętrznego czynnika jonizującego nie ma jakiegokolwiek wpływu na dalszy przebieg wyładowania w gazie. Podnosząc napięcie U między elektrodami rury wyładowczej można zatem uzyskać przekształcenie wyładowania niesamoistnego w gazie wyładowanie samoistne. Proces ten nosi nazwę przebicia elektrycznego gazu, a odpowiadające mu napięcie
- napięcia zapłonu lub napięcia przebicia.

Z powyższych wywodów wynika, że do powstania przebicia elektrycz­nego w gazie niezbędne jest występowanie w nim choćby niewielkiej liczby początkowych ładunków swobodnych, zdolnych spełnić rolę „zapalnika”. Nie jest tu jednak konieczne stosowanie specjalnych zewnętrznych czyn­ników jonizujących (np. promieni rentgenowskich), gdyż w warunkach naturalnych gaz podlega zawsze działaniu promieni kosmicznych i pro­mieniowania radioaktywnego Ziemi - jonizujących pewną część jego cząsteczek.

• Wyładowanie iskrowe

Wyładowanie iskrowe jest to wyładowanie ulotowe, gdy napię­cie między elektrodami staje się równe napięciu przeskoku iskro­wego U_i. Przy niezmienionych pozostałych warunkach U_i jest mniej­sze w przypadku świetlenia przy elektrodzie dodatniej niż przy elektrodzie ujemnej. Zarówno napięcie U_i, jak i napięcie inicjowania wyładowania ulotowego U_k zależą od odstępu międzyelektrodowego d. W miarę zmniejszania d napięcie U_i maleje szybciej niż napięcie U_k, tj. zakres napięć między U_k i U_i przy których zachodzi wyłado­wanie ulotowe, ulega zmniejszeniu. Gdy odstęp osiąga wartość krytyczną d_kr, U_i staje się równe U_k. Gdy d<d_kr, wówczas Ui<U_k i wyładowanie ulotowe nie może w ogóle powstać.

• Wyładowanie łukowe

Wyładowanie łukowe następuje wtedy, gdy prąd ma dużą gęstość i gdy napięcie między elektrodami jest rzędu kilkudziesięciu woltów. Stanowi ono skutek intensywnej emisji termoelektronowej, dokonywanej przez rozżarzoną katodę. Elektrony są przyspieszane przez pole elektryczne i wywołują jonizację zderze­niową cząsteczek gazu. W związku z tym oporność elektryczna przerwy między elektrodami jest niewielka. W przypadku zwięk­szenia natężenia prądu wyładowania łukowego przewodnictwo elek­tryczne obszaru gazowego wzrasta w takim stopniu, że napięcie między elektrodami łuku spada (opadająca charakterystyka prądowo--napięciowa). Temperatura katody (pod ciśnieniem atmosferycznym) sięga 3000°C. Wskutek bombardowania anody przez elektrony po­wstaje w niej wgłębienie - tzw. krater - o temperaturze ok. 4000°C (przy p = 760 mm Hg). Temperatura gazu w kanale łuku elektrycz­nego wynosi 5000-6000°C. Gdy wyładowanie łukowe zachodzi w stosunkowo niskiej temperaturze, katody (np. w przypadku lampy rtęciowej o wyładowaniu łukowym), wówczas podstawowe znaczenie ma emisja zimna elektronów z katody.

POJĘCIE PLAZMY GAZOWEJ

Plazmą nazywa się stan skupienia materii odznaczający się wysokim stopniem jonizacji jej cząstek, zbliżającym się do joni­zacji całkowitej. W zależności od stopnia jonizacji
, tj. stosunku stężenia cząstek naładowanych do całkowitego stężenia cząstek, rozróżnia się plazmę: słabo zjonizowaną (
- ułamek procentu), umiarkowanie zjonizowaną (
- kilka procent), całkowicie zjonizo­waną (
- wynosi prawie 100%).

W warunkach naturalnych słabo zjonizowaną plazma występuje w jonosferze. Słońce, gorące gwiazdy, a także niektóre mgławice międzygwiazdowe stanowią przykłady całkowicie zjonizowanej plaz­my, powstającej w bardzo wysokich temperaturach (plazma gorąca czyli wysokotemperaturowa). Sztucznie plazmę wytwarza się w wy­ładowaniach gazowych, lampach wyładowczych gazowych. Sterowanie ruchem plazmy leży u podstaw wykorzystywania jej jako czynnika roboczego w różnego rodzaju silnikach do bezpośrednie­go przetwarzania energii wewnętrznej w energię elektryczną (ge­neratory magnetohydrodynamiczne, plazmowe źródła energii elek­trycznej).

Duża przewodność elektryczna plazmy zbliża jej właściwości do właściwości przewodników. Powstające przypadkowo w plazmie, nie podlegającej oddziaływaniom zewnętrznym, różnice stężeń naładowanych cząstek i różnice potencjałów ulegają kompensacji - podobnie jak w przewodnikach, na które nie działają zewnętrzne SEM.

Między naładowanymi cząstkami plazmy działają siły elektro­statyczne, a między cząstkami naładowanymi i obojęt­nymi - siły o charakterze kwantowym.

Plazma różni się od zwykłego zbioru naładowanych cząstek pewną minimalną gęstością takich cząstek, wynikającą z warunku:
, gdzie L - wymiar liniowy układu naładowanych cząstek, D - charak­terystyczna dla plazmy odległość, zwana promieniem ekranowania Debye'a:

gdzie e_i - ładunek, n_{i -} stężenie, T_i - temperatura i-tego rodza­ju cząstek, k - stała Boltzmanna. W odległościach D następuje ek­ranowanie pola elektrostatycznego dowolnego ładunku plazmy wsku­tek tego, że dany ładunek jest najczęściej otoczony przez cząstki o ładunku przeciwnego znaku. W całości plazma stanowi układ quasineutralny z dużą liczbą naładowanych cząstek N, rozmieszczo­nych w obszarze przestrzeni o różnych wymiarach
.

Całkowita liczba naładowanych cząstek plazmy w kuli o promie­niu D nosi nazwę liczby Debye'a. Plazma zwie się gazową, gdy N jest duże; pod względem termodynamicznym rozpatruje się ją wów­czas jako gaz idealny.

Specyficzne właściwości plazmy, związane z elektrostatycznym, o dalekim zasięgu, oddziaływaniem jej cząstek, pozwalają rozpatry­wać plazmę jako odrębny stan skupienia materii. Do właściwości tych należy: silne oddziaływanie zewnętrznych pól magnetycznych i elektrycznych na plazmę, uwarunkowane jej dużą przewodnością elektryczną, szczególne oddziaływanie skolektywizowane cząstek plazmy za pośrednictwem samo uzgodnionego pola, wystę­powanie cech sprężystych, umożliwiające wzbudzanie i rozchodzenie się w plazmie rozmaitych drgań i fal.

Stan równowagi termodynamicznej silnie zjonizowanego gazu jest podobny do stanu plazmy o określonej temperaturze, w której ubytek naładowanych cząstek następujący w wyniku rekombinacji zostaje skompensowany powstawaniem nowych aktów jo­nizacji. Średnia energia kinetyczna różnych cząstek (jonów dodatnich i ujemnych, cząstek obojętnych o różnym stanie wzbudzenia), wcho­dzących w skład takiej plazmy, jest jednakowa. Energia promienio­wania ciała doskonale czarnego, jakie występuje w tego rodzaju plazmie, odpowiada tej samej temperaturze. Procesy wymia­ny energii między cząstkami są procesami zrównoważonymi. Plazma odznaczająca się wymienionymi właściwościami nazywa się plazmą izotermiczną. Występuje ona w atmosferze gwiazd, mających wysoką temperaturę.

OBSZARY CHARAKTERYSTYCZNE DLA WYŁADOWANIA JARZENIOWEGO

WYŁADOWANIE JARZENIOWE to samorzutne wyładowanie elektryczne w gazie, odznaczające się sto­sunkowo małą gęstością prądu na katodzie i dużym (rzędu setek V) katodowym spadkiem potencjału. Wyładowanie jarzeniowe można otrzymać przy dowolnych ciśnieniach, jednak­że większość związanych z nim badań przeprowa­dzono dla ciśnień od setnych części Tr do kilku Tr. Wyrzucenie elektronów z katody następuje wskutek uderzeń dodatnich jonów i prędkich atomów oraz częściowo w wyniku zjawiska fotoelektrycznego i kosztem energii atomów metastabilnych.

W wyładowaniu jarzeniowym wywołanym w długiej rurze cylindrycznej pod dostatecznie małym ciśnieniu można wydzielić sze­reg obszarów, wizualnie dość wyraźnie różniących się od siebie.

Na rys 2.1 pokazano rozmieszczenie i podano nazwy tych obszarów, rozkład natężenia świecenia, potencjału, natężenia pola elektrycznego i skła­dowych prądu: jonowej i elektronowej. W obszarze ciemni Astona promieniowanie nie występuje, gdyż energia elektronów jest jeszcze niedostateczna do wzbudzenia cząsteczek gazu. Przy dalszym zwięk­szaniu energii elektronów w obszarze ciemni kato­dowej prawdopodobieństwo wzbudzenia maleje, lecz staje się możliwa jonizacja gazu. Ta część obsza­ru wyładowania jest najważniejsza, gdyż wytworzo­ne w niej jony zapewniają niezbędną emisję z katody. W miarę ruchu wzdłuż obszaru ciemni katodowej spada natężenie pola i zwiększa się część prądu prze­noszonego przez elektrony. Wskutek jonizacji pow­staje duża ilość powolnych elektronów, które tworzą plazmę poświaty ujemnej. W obszarze tym natężenie pola spada do zera i nawet może zmienić znak, co odpowiada wystąpieniu lokalnego minimum po­tencjału. W obszarze ciemni Faradaya przepływa prawie wyłącznie prąd elektronowy. Gdy nie ma ścianek, obszar ciemni Faradaya może się rozciągać aż do anody (gdy powierzchnia anody jest dostatecznie du­ża). W rurze cylindrycznej natomiast do przepływu prądu niezbędne jest uzupełnianie ubytku elektronów wywołanego ich ucieczką do ścianek; ubytek ten powoduje powstanie podłużnego gradientu pola elektrycznego zapewniającego utrzymanie średniej energii elektronów na poziomie wystarczającym do wywo­łania jonizacji. Ten obszar wyładowania (zorza do­datnia) stanowi plazmę nieizotermiczną i może być zarówno ciągły, jak i rozwarstwiony. Rozkład potencjału i świecenia przed anodą może mieć różny charakter, w zależności od stosunku rozmiarów geometrycznych, składu i ciśnienia gazu oraz natężenia prądu.

Przy zmniejszaniu odległości pomiędzy katodą i anodą obszary katodowe wyładowania jarzeniowego pozostają niezmie­nione, natomiast długość obszaru zorzy dodatniej maleje aż do jej całkowitego zaniku; następnie znikają ciemnia Faradaya i poświata ujemna. Równocześnie stopniowo maleje różnica potencjałów między elek­trodami. Przy dalszym zmniejszaniu odległości do utrzymania wyładowania potrzebne jest znaczne zwiększenie napięcia. Takie wyładowanie jarzeniowe nazywa się utrud­nionym.

Rys. 2.1. Wygląd rurki z wyładowaniem i rozkład parametrów wyładowania jarzeniowego pod niskim ciśnieniem: 1 - katoda, 2 - ciemnia Astona, 3 - poświata katodowa, 4 - ciemnia katodowa (Crookesa), 5 - poświata ujemna (jarzenie ujemne), 6 - ciemnia Faradaya, 7 - zorza dodatnia, 8 - przyanodowy obszar wyładowania, 9 - anoda.
		RYS. 2.1

Rys. 2.2. Charakterystyka prądowo-napięciowa wyładowania jarzeniowego: a - wyładowanie podnormalne, b - wyładowanie normalne, c - wyładowanie anomalne.
	RYS. 2.2

Charakterystyka prądowo-napięciowa wyładowania jarzeniowego (Rys. 2.2) składa się z trzech części, które odpowiadają podnormalnemu (a), normalnemu (b) i anomalnemu (c) wyładowaniu jarzeniowemu. Dla podnormalnego wyładowania jarzeniowego rozmiary poprzeczne poświaty ujemnej są rzędu grub. katodowego obsza­ru wyładowania, gdyż istotną rolę odgrywa tu ucieczka ładunku w kierunku radialnym. Przy większym natężeniu prądu pole świecącej części powierzchni katody jest proporcjonalne do natężenia prądu, wobec czego gę­stość prądu pozostaje stała (normalna gęstość prą­du). Wreszcie, gdy cała powierzchnia katody świeci, zwięk­szeniu natężenia prądu towarzyszy wzrost gęstości prądu (wyładowanie anomalne). W miarę wzrostu ciśnienia gazu normalna gęstość prądu rośnie proporcjo­nalnie do kwadratu ciśnienia, a grubość obszaru ciemni ka­todowej maleje odwrotnie proporcjonalnie do ciśnienia. Właściwości i charakterystyki wyładowania jarzeniowego wykorzystuje się w technice (jarzeniówki stabilizacyjne, tyratrony).

SONDA LANGMUIRA

Diagnostyka plazmy, tj. zespół metod badania zjawisk zachodzących w plazmie i mierze­nia charakteryzujących ją parametrów, jest samo­dzielnym działem doświadczalnym fizyki plazmy.

Do pomiaru gęstości i temperatury plazmy o niezbyt dużej gęstości energii najwygodniejsza jest elektronowa sonda Langmuira. W najprostszej postaci sondą tą jest ciało metalowe niewielkich rozmiarów, wprowadzane do plazmy. Zwykle stosuje się sondy płaskie (niewielkie płas­kie krążki wprowadzane do plazmy lub umieszczane na wewnętrznej ściance komory wyładowań), kuliste (nie­wielkie, metalowe kulki) i cylindryczne. Często używa się płaskiej sondy z pierścieniem ochronnym. Na podstawie charakterystyki prądowo-napięciowej takiej sondy, tj. - zależności prądu I zbieranego przez sondę od potencjału φ, można określić takie ważne lokalne parametry plazmy, jak temperatura oraz gęstość i potencjał, a za pomocą sond ruchomych można znaleźć rozkład tych wielkości w przestrzeni. Cha­rakterystyka prądowo-napięciowa sondy ma postać, pokazaną na Rys. 2.3, gdzie na osi odciętych odłożono potencjał φ sondy względem plazmy, a na

osi rzędnych - prąd I płynący przez sondę. Dodatnio naładowana sonda (φ>0) zbiera tylko elektronowy prąd nasycenia, równy I= Is = enve S/4, gdzie n - koncen­tracja elektronów, ve - ich średnia prędkość ter­miczna, S - pole powierzchni sondy. Przy φ < 0 sonda zbiera zarówno prąd elektronowy, jak i jonowy. Ponieważ elektrony w polu ujemnie naładowanej sondy mają rozkład boltzmannowski, całkowity prąd wynosi I = (1/4)neve S exp(+e φ /T)+Ii, gdzie Ii - prąd
		RYS. 2.3

jonowy. Ze względu na to, że prędkość termiczna elektronów jest znacznie (p-krotnie, gdzie p = (MT_e/mT_i)^-1) większa od prędkości termicz­nej jonów, przy niezbyt wielkich potencjałach ujemnych prąd sondy jest określony przez składową elektronową.

W obszarze tym ln(I) zależy liniowo od potencjału sondy, a więc z nachylenia charakterysty­ki prądowej na wykresie półlogarytmicznym można określić temperaturę elektronową. Znając T_e i I_s można określić koncentrację elektronów n_e a wartość potencjału w punkcie przegięcia charakterystyki okreś­la potencjał plazmy w badanym punkcie przestrzeni. Me­toda ta nie ma zastosowania do plazmy umieszczonej w polu magnetycznym, kiedy elektronowy prąd nasycenia zależy od współczynnika poprzecznej dyfuzji elektronów. W wypadku tym wykorzystuje się jonową część cha­rakterystyki rozpoczynającą się od tak dużych war­tości |φ|, że prąd elektronowy staje się porównywal­ny z prądem jonowym (lub jest od niego mniejszy). Na Rys. 2.3 część jonowa charakterystyki jest położona na lewo od tzw. potencjału „swobodnego” φ_s, przy którym prąd jonowy i elektronowy są dokładnie sobie równe (dowolne ciało metaliczne izolowane od przewodników zewnętrznych przyjmuje potencjał równy potencjałowi swobodnemu).

NAPIĘCIE ZAPŁONU I GAŚNIĘCIA WYŁADOWANIA

Przebicie elektryczne gazu jest to przejście wyładowania wy­muszonego w gazie w wyładowanie samoistne, przy czym zachodzi ono przy napięciu przebicia (napięciu zapłonu) U_p. Zgodnie z przybli­żoną teorią Townsenda warunek zainicjowania wyładowania sa­moistnego w gazie między elektrodami płaskimi ma postać:

gdzie d - odległość między elektrodami,
- współczynnik jonizacji objętościowej gazu pod wpływem elektronów, równy średniej wartości liczby aktów jonizacji dokonywanych przez jeden elektron na drodze o długości jednostkowej,
- współczynnik jonizacji powierzchniowej, równy średniej liczbie elektronów wybijanych z katody przez jeden jon dodatni. Dla danego gazu i materiału katody:

oraz

gdzie p - ciśnienie gazu, U - napięcie między elektrodami.

PRAWO PASCHENA

napięcie przebicia Up zależy od iloczynu pd.

Przebieg tej zależności jest przedstawiony na Rys. 3.1. Ze zmniejszaniem potencjału jonizacji i pracy wyjścia elektronów z katody napięcie przebicia Up zmniejsza się (przy nie zmienionych pozostałych warunkach). Zależność prądu wyładowania od napięcia przyłożonego do elektrod, nazywa się charakterystyką prądowo-napięciową wyładowania.
		RYS. 3.1

METODY WYŁADOWAŃ W GAZACH

• Gazotron

Gazotrony mają dwie elektrody. Jedną z nich jest tlenkowa katoda żarzona, drugą jest anoda umieszczona w górnej części bańki. Odległość między katodą i anodą jest duża, ponadto katoda jest otoczona cylindryczną osłoną cieplną, w celu zmniejszenia promieniowania cieplnego. Wnętrze bańki jest najczęściej wypełnione parami rtęci. Po włączeniu żarzenia gazotronu i po wstęp­nym nagrzaniu w lampie powstaje ciśnienie par rtęci umożliwiające włączenie napięcia na anodę. Przy małych napięciach na ano­dzie pary rtęci nie są zjonizowane i między anodą i katodą płynie niewielki prąd, rzędu mikroamperów. Po przekroczeniu napięcia U_zp zwanego napięciem zapłonu następuje wyładowanie łukowe. Po czym, jeśli w ob­wodzie jest ograniczenie prądowe, na lampie ustala się napięcie mniejsze od napięcia za­płonu, oznaczone jako U_ar (Rys. 4.1) i na­zywane napięciem roboczym. Przy dalszym wzroście napięcia zasilania spadek napięcia na gazotronie powoli wzrasta. Charakterysty­kę napięciowo-prądową gazotronu przedstawia Rys. 4.1.

RYS. 4.1

• Tyratron

W gazotronie chwila zapłonu zależała jedynie od wartości napięcia na anodzie. W tyratronie znajduje się, podobnie jak w triodzie, dodatkowa elektroda - siatka zwykle o kształcie cylindrycznym. Siatka ta ułatwia rozpoczęcie jonizacji gazu, a więc zapłonu. Tyratrony wypełnia się najczęściej parami rtęci lub ksenonem. Charakterystyki statyczne (Rys. 4.2) tyratronu wyznacza się w określony sposób. Początkowo przy­kłada się do siatki duże napięcie ujemne, zaś do anody napięcie dodatnie względem katody. Przy zmniejszaniu napięcia ujemnego pojawia się naj­pierw niewielki
		RYS. 4.2

prąd, następnie prąd anody zwiększa się gwałtownie; rozpoczyna się wówczas wyładowanie łukowe. Dalsze zmiany napięcia na siatce nie wpływają na prąd anody, siatka traci wówczas swoje działanie czynne. Jony przyciągane przez ujemnie naładowaną siatkę skutecznie ekranują ją od obszaru, w którym następuje wyładowanie. Wówczas nawet przyłożenie dużego napięcia ujemnego na siatkę nie spowoduje zmiany prądu anody. Po zapłonie tyratronu napięcie między anodą i katodą zmniejsza się do wartości kilkunastu woltów. Wyłączenie tyratronu jest możliwe tylko wówczas, gdy zmniejszy się znacznie napięcie na anodzie. Napięcie zapłonu (na siatce) zależy od napięcia na anodzie (patrz Rys. 4.2). Im wyższe jest napięcie na anodzie, tym wyższe napięcie ujemne jest po­trzebne do wywołania zapłonu tyratronu. Przed zapłonem elektrony emi­towane przez katodę są przyspieszane przez wypadkowe pole elektryczne anody i siatki. Podobnie jak w gazotronie, i z tej samej przyczyny, napięcie wsteczne na anodzie jest ograniczone. Dopuszczalne napięcie na anodzie dla kierunku przewodzenia ma wartość zbliżoną do wartości dopuszczalnej napięcia wstecznego i wynosi od kilkuset wolto w do kilku kilowoltów w tyratro­nach wypełnionych gazami szlachetnymi, a w tyratronach wypełnionych parami rtęci sięga 25 kV. Oprócz wymienionych parametrów statycznych - napięcia i prądy elektrod - w przypadku tyratronu istotne są para­metry dynamiczne - czas jonizacji i czas dejonizacji. Proces jonizacji, związany tylko z przyspieszeniem elektronów i występujący przy włączaniu tyratronu, jest bardzo krótki, od 0,5 μs do kilku mikrosekund. W takim czasie prąd tyratronu może już osiągnąć wartość kilkuset amperów. Podczas dejonizacji z obszaru wyładowania muszą być usunięte jony, przez zneutralizowanie ich ładunku na elektrodach. Proces ten prze­biega znacznie wolniej niż jonizacja i w praktyce czasy dejonizacji za­wierają się w granicach od kilkudziesięciu do 1000 μs. Najmniejsze czasy dejonizacji mają tyratrony wypełnione wodorem.

• Lampa jarzeniowa

W lampach jarzeniowych wykorzystuje się wyładowanie jarzeniowe wy­stępujące w gazach szlachetnych (neonie, argonie, helu) przy ciśnieniach rzędu kilku paskali. Najprostsza lampa jarzeniowa, lampa stabilizacyjna, ma dwie elektrody, jedną jest cylindryczna katoda, która obejmuje drugą elektrodę - anodę. Po przyłożeniu do lampy jarzeniowej niedużego napięcia - rzędu kilku, kilkunastu woltów - w układzie z ograniczającym prąd ele­mentem rezystancyjnym włączonym szeregowo, początkowo nie obser­wuje się przepływu prądu. Następnie po zwiększeniu napięcia następuje zapłon
		RYS. 4.3

lampy. Zaczyna się proces jonizacji, jony dodatnie przepływają do katody, a elektrony - do anody. Jony dochodząc do katody wywołują emisję wtórną elektronów, co z kolei podtrzymuje wyładowania w gazie i wówczas następuje wyładowanie samodzielne w lampie, mimo że katoda nie jest żarzona. Po przekroczeniu napięcia zapłonu U_zp obserwuje się (Rys. 4.3) w dużym zakresie niewielkie zmiany napięcia na lampie pomimo dużych zmian prą­du. Lampa taka zastosowana w układzie z rezystorem szeregowym umoż­liwia uzyskanie stabilizacji napięcia. Zakres prądu, dla którego stabilizo­wane jest napięcie na anodzie, jest rzędu kilkudziesięciu miliamperów. Po przekroczeniu górnej wartości prądu I_amax (Rys. 4.3) następuje bardzo intensywne zwiększenie mocy wydzielanej na katodzie, co może dopro­wadzić do zniszczenia lampy. Lampy stabilizacyjne charakteryzują się na­pięciem stabilizacji podawanym dla prądu I_amix. Napięcie to dla więk­szości lamp stabilizacyjnych wynosi 70 ... 150 V.

Lampy jarzeniowe o niewielkich powierzchniach elektrod wykorzystywane są jako elementy wskaźnikowe (neonówki) napięcia w obwodach zarów­no prądu stałego, jak też i zmiennego. Napięcia zapłonu wskaźników są w granicach 50 ... 200 V, typowe prądy pracy wynoszą od ułamków miliampera do kilkudziesięciu miliamperów. Ta ostatnia wartość powinna być w obwodach ustalana przez odpowiedni dobór rezystorów szerego­wych ograniczających prąd.

• Lampa rtęciowa

Lampa rtęciowa - źródło światła o wyładowaniu gazowym, zawierające pary rtęci. W zależności od roboczego ciśnienia par rtęci, które z kolei zależy od temperatury najchłodniejszej części bańki lampy, rozróżnia się lampy rtęciowe niskociśnieniowe, wysokociśnieniowe i skrajnie wysokociśnieniowe.

- lampy rtęciowe wysokociśnieniowe. Dla ciśnień prze­wyższających l atm w widmie liniowym lampy pojawia się zauważalne ciągłe tło, którego natężenie wzrasta wraz z ciśnieniem oraz z gęstością prądu płynącego przez lampę. Wyładowanie ma postać jasnego sznura łą­czącego elektrody. Jego luminancja wynosi od l do 12 Mnt, gradient potencjału 7-100 V/cm, moc lamp różnych typów od 50 W do 10 kW, skuteczność świetlna 40-60 lm/W.

- lampy rtęciowe skrajnie wysokociśnieniowe. Ro­bocze ciśnienie par rtęci może osiągnąć, w zależności od rozmiarów i mocy lampy, różne wartości rzędu kil­kuset atm. Temperatura baniek lamp podczas pracy wy­nosi 700-1000°C, wobec czego produkowane są z przezroczystego, topionego kwarcu. W zimnej lam­pie ciśnienie par rtęci jest wyznaczone przez temperaturę oto­czenia i wynosi ok. 10^-2 Tr (w temp. 20°C). Ozna­cza to, że w czasie od zapłonu do ustalenia zadanych warunków pracy ciśnienie w bańce lampy wzrasta 10⁴-10⁵razy. W czasie tym, nazywanym okresem rozgrzewania lampy (od l do 10 min), wszystkie charakterystyki elektr. i świetlne lampy są niestabil­ne. Moc lamp wynosi od 100 W do 15 kW. Istnieją lampy, które można zasilać zarówno prądem zmiennym, jak i stałym.

1

---