фициент ионизации т), равный числу пар ионов и электронов, соэдан-ных в результате ионизации нейтральных атомов одним электроном при прохождении разности потенциалов 1 В. Очевидно, что число ионизации на пути 1 м равно числу ионизации при прохождении разности потенциалов 1 В, умноженному на падение напряжения на пути 1 м, равное Е. Таким образом, можно записать формулу, связьшающую коэффициенты а и т?, в виде

а=пЕ (25.29)

и переписать условие возникновения самостоятельного разряда (25.28) в виде

yeEd 1) = 1. (25.30)

Для рассматриваемого нами плоскопараллельного промежутка с по-сто}ШНОЙ напряженностью электрического поля значение Ed, найденное из условия возникновения самостоятельного разряда (25.30), можно считать равным напряжению возникновения самостоятельного разряда f/в Тогда, логарифмируя (25.30), получаем

С/в=1п(1 + 1/г)/7?. (25.31)

Аналитические зависимости щ =/{Е/ро) =f(U/Pod) можно получить из (25.10). Их характерной особенностью является то, что с ростом отношения Е/ро значение т) нарастает, проходит максимум и снова спадает. Поскольку у обычно слабо зависит от Е/ро, то можно принять, что значение 1п(1/7 + 1) почти не зависит от E/pq. Тогда, подставив Б/Ро = и J Pod, получим

С/з = 1п(1 +-lly)/fiUfpod). (25.32)

Это неявное уравнение показьшает, что

U = p(Pod), (25.33)

т. е. напряжение возникновения самостоятельного разряда является функцией произведения давления на расстояние между электродами, а не этих переменных в отдельности. Очевидно, максимальному значению Г] = Vffigx соответствует минимальное = Umin и оптимальное iE/Po)opt = UmirJ{P4<i)opt- При (pd) > {Pod)opt, {ElРо) < <(E/po)opt и при (Pod) <(Pod)opt, {E/Po) >iE/Po)opt всегда

Зависимость (25.33) была найдена экспериментально еше до ее теоретического вьшода и получила название закона Пашена, а соответствующие кривые - кривых Пашена. Типичные кривые Пашена для различных газов показаны на рис. 25.8. Как и следует из теории, их

о 7 10 100 /?о,Па-н

Рис. 25.8. Кривые Пашена для различных газов

характерной особенностью является наличие правой возрастающей и левой спадающей частей, а также минимума, расположенного между ними.

25.5. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА И ХАРАКТЕРИСТИКИ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА

При рассмотрении возникновения самостоятельного разряда бьшо принято, что напряженность злектрического поля в любой точке газового промежутка с плоскопараллельными электродами постоянна. Распределение потенциала между электродами для этого случая соответствует прямой 1 на рис. 25.9. На самом деле это условие соблюдается только при малых токах в газоразрядном промежутке, когда объемные заряды, создаваемые электронной и особенно ионной составляющими тока, ничтожно малы.

При увеличении тока в междуэлектродном промежутке накапливается заметный объемный заряд электронов и положительных ионов. Поскольку генерация заряженных частиц (электрон-ионных пар) в промежутке носит лавинообразный характер, причем лавины нарастают от катода к аноду, больше всего частиц генерируется перед анодом прибора. При высокой концентрации электрон-ионных пар здесь возникает слой сильно ионизированного газа - плазмы, для которого характерна высокая электропроводность и приблизительное равенство концентраций электронов и ионов. Соответственно перепад потенциапа на этом участке будет незначительным. Распределение потенциала между электродами после возникновения плазмы иллюстрируется кривой 2 на рис. 25.9. При увеличении тока область плазмы расширяется по направлению от анода к катоду.

При больших расстояниях между электродами отношение Е/Ро вначале оказьшается меньше, чем iE/po)opt, а коэффициент т? < Лпах-По мере продвижения плазмы к аноду Е/ро возрастает (ср. кривые

-о Ua cr-

Рис. 25.9. Изменение распределения потенциала между электродами в процессе формирования разряда

/2 J * 5

У/У УУУ

У /УУУ ;УуУуУу.

Уууууу,

У/УУУУуу, УУУУУ/У

Рис. 25.10. Темные и светящиеся области тлеющего разряда

7 и 2) и значения i? увеличиваются. Продвижение плазмы к катоду заканчивается при достижении приблизительного равенства (Ejpo)

(/Ро) opt. когда п » Пупах поскольку значения (£/ро) > (£/Ро) opt приводят к уменьшению п по сравнению с Распределение потен-

циала в катодной области, при котором 17 =t? и (Е/ро) {Efpo) gpf, характерно для тлеющего разряда.

Остановимся подробнее на зтой форме разряда, широко используемой в индикаторных и других ионных приборах. При тлеющем разряде в промежутке между электродами можно вьщелить ряд светящихся и темных областей. Эти области располагаются в направлении от катода к аноду в следующей последовательности (рис. 25.10): первая катодная или астонова темная область 1, область первого катодного свечения 2, вторая катодная темная область 3, область катодного тлеющего свечения 4, фарадеева темная область 5, положительный столб 6, анодная темная область 7, область анодного свечения 8.

Существование этих областей тесно связано с механизмом поддержания тлеющего разряда. Первая катодная область не светится, так как электроны, вышедшие из катода, не успевают в ней приобрести достаточной для возбуждения энергии. Такую энергию они приобретают, только попав в область первого катодного свечения, где происходит также ионизация газа. Поскольку электроны при ионизации теряют свою энергию, возникает вторая катодная темная область. В ней электронные лавины, идущие от катода, вновь ускоряются и, попадая в следующую светящуюся область катодного тлеющего свечения, производят интенсивные возбувдение и ионизацию. Из-за размножения электронов в лавине, идущей от катода к аноду, интенсивность ионизации и яркость свечения в катодном тлеющем свечении заметно вьпие, чем в первом катодном свечении.

Следующую темную область (фарадееву) в какой-то мере можно рассматривать как повторение второй катодной темной области. Электроны попадают сюда из катодного тлеющего свечения с энергией, недостаточной для возбуждения или ионизации. Пройдя через нее, они