Створення ртутної плазми і її характеристики

Н а рис.2 наведена еквівалентна схема пристрою для створення ртутної плазми у скляній трубці. Вольт-амперна характеристика цього пристрою наведена на рис.3. При збільшенні напруги між анодом і

Рис.3. Вольт-амперна характеристика пристрою, наведеного на рис.2

катодом струм через лампу зростає за законом «трьох других», оскільки він обмежений просторовим зарядом електронів біля катоду (як у випадку термоелектронної емісії у високому вакуумі (див. Лабораторну роботу №7)). При значеннях напруги, вище за , коли на довжині вільного пробігу електрони отримують енергію, достатню для іонізації атомів ртуті, утворюються позитивні іони, які змінюють розподіл заряду у лампі. При напрузі в газі виникає пробій (виконується умова запалювання самостійного розряду), і напруга падає до величини (напруга підтримування розряду), причому дещо більша за . Тепер струм може збільшуватись майже незалежно від напруги. В газі утворюється плазма, яка заповнює весь простір за виключенням тонкого шару біля катоду. Ширина його (катодний темний простір) приблизно дорівнює довжині вільного пробігу електронів.

Після запалювання розряд в більшості випадків горить при більш низькій напрузі . Причина цього полягає в викривленні поля за рахунок впливу об’ємного заряду іонів. В результаті для підтримування розряду виявляється достатньою і більш низька напруга.

Оскільки рухливість іонів значно менша рухливості електронів , то розподіл концентрацій іонів і електронів вздовж розряду нерівномірний. Поблизу катоду утворюється позитивний просторовий заряд, який збільшує поле і викликає катодний спад потенціалу . Це можна показати для холодного катоду наступним чином. Коефіцієнт заздалегідь менше одиниці. Оскільки генерацією і рекомбінацією (нейтралізацією) іонів в темному просторі можна знехтувати, то відношення густин струмів електронів і іонів тут змінюється незначно і приблизно дорівнює . Звідси випливає, що , де . Або ( – дрейфові швидкості зарядів). За рахунок великої різниці в масах іони дрейфують значно повільніше електронів: . У відповідності до цього , або . При цьому лавинні процеси, які забезпечують існування самостійного розряду, відбуваються в катодній частині.

У випадку гарячого катоду термоелектрони вносять незначні зміни у розподіл об’ємного заряду. Ці зміни відбуваються безпосередньо в області біля катоду, що якісно проілюстровано на рис.4 (крива 2).

Рис.4. Розподіл потенціалу вздовж труби з плазмою

У порівнянні, крива 1 на рис.4 відповідає випадку, коли . При цьому струм обмежений негативним просторовим зарядом електронів і розряд відсутній.

Ширина катодного спаду напруги (рис.4, крива 2) може бути зовсім невеликою і становити сантиметри або міліметри. Напруга, зосереджена у катодному спаді, установлюється така, щоб розганяти електрони до енергій, достатніх для ефективної іонізації газу, а іони – до енергій потрібних для вибивання вторинних електронів з катода і забезпечення достатньо великих значень . Таким чином, катодне падіння потенціалу необхідно для підтримування плазми.

В іншій частині розряду, в просторі між прикатодною областю і анодом, спостерігається здебільшого однорідне по довжині світіння, яке називається позитивним стовпом. Це плазма, властивості якої визначаються виключно густиною газу. Стовп може бути довільної довжини і забезпечує лише проходження струму від аноду до катоду. Так, наприклад, пересуваючи анод і скорочуючи тим ширину міжелектродного проміжку , можна без шкоди робити це доти, доки . Але як тільки анод дійде до межі катодного падіння , розряд згасає.

Спад напруги вздовж плазми і, відповідно, напруженості електричного поля малі за рахунок високої концентрації електронів і високої електропровідності позитивного стовпа. Як вже відмічалось, за рахунок різниці в масах швидкість дрейфу іонів значно менше швидкості дрейфу електронів і відповідно . Тому електропровідність плазми визначається в основному концентрацією і рухливістю електронів

.

Висока рухливість електронів приводить також до того, що діелектрична скляна стінка, яка обмежує плазму, стабілізує розряд. Дійсно, на стінці виникає надлишок електронів, яких в одиницю часу приходить більше, ніж повільних іонів. Тому потенціал стінки, яка граничить з плазмою, завжди нижчий за потенціал плазми. Біля стінки утворюється електричне поле, яке прискорює позитивні іони і гальмує рух електронів. При певному значенні напруженості цього поля установлюється динамічна рівновага: потоки електронів і іонів на стінку зрівнюються. На стінці електрони і іони рекомбінують, що, в свою чергу, приводить до встановлення у плазмі направленого до стінки градієнта концентрації електронів і іонів.

В газорозрядній плазмі заряджені частинки постійно знаходяться в прискорюючому електричному полі. При цьому середня кінетична енергія електронів може бути у багато разів більшою за середню енергію нейтральних частинок. Фізична причина цього проста: носії зарядів отримують кінетичну енергію від поля і стають більш «гарячими», ніж нейтральні молекули. Таким чином, газорозрядна плазма знаходиться в термічно нерівноважному стаціонарному стані, який підтримується за рахунок енергії розрядного струму. Середню кінетичну енергію електронів можна пов’язати з температурою електронного газу в плазмі, який підпорядкований розподілу Максвелла (рів (3)). –параметр, який характеризує енергетичний стан електронів в плазмі.

Наслідком порушення термічної рівноваги є стаціонарна теплопередача від носіїв заряду молекулам основного газу, яка обумовлена різницею температур обох газів. Різниця температур може бути дуже великою внаслідок великої різниці між масами електрона і молекули. Дійсно, при зіткнені електрона з молекулою передається лише незначна частка кінетичної енергії електрона, приблизно (для ртуті це приблизно 610^-6). Тому передача енергії від електронного газу молекулярному сильно загальмована, тобто тепловий контакт між обома газами поганий. Разом з тим, молекули нейтрального газу безперервно стикаються зі стінками лампи і, торкнувшись них, уходять з енергією, що відповідає температурі стінок . Таким чином, тепловий баланс нейтрального газу складається з слабкого теплообміну з електронним газом і дуже ефективного теплообміну зі стінками.

Щодо іонів, то вони також, звичайно, дістають енергію від електричного поля. Але через їх повільний рух цей процес іде досить повільно. До того ж через великий коефіцієнт акомодації та великий переріз процесу перезарядки вони одразу при зіткнені з нейтральними атомами віддають останнім набуту енергію (процес перезарядки полягає в тому, що при зіткнені швидкого іона A⁺ з нейтральною молекулою В утворюється повільний іон B⁺ і швидка нейтральна молекула А). Тому температура іонної компоненти мало відрізняється від температури нейтрального газу, і ми маємо: . Тобто газорозрядна плазма низького тиску є неізотермічною. Але для неї можна використовувати наслідки класичної теорії газів. Необхідно врахувати тільки, що принципово температура електронного газу відрізняється від температури іонів і молекулярного газу. Цим користуються при кількісному аналізі метода зондових характеристик визначення електронної температури і концентрації електронів .