увеличивают свою энергию, в результате образуется положительный столб, занимаюпош остальную часть разрядного промежутка почти до анода.

Положительный столб является плазменной областью. В нем существует слабое электрическое поле и поддерживается слабая ионизация, необходимая для компенсации потерь на стенки.

Концентрации ионов и электронов в положительном столбе равны, а заряженные частицы движутся к стенкам за счет двухполярной диффузии*, на стенках они рекомбинируют со скоростью, равной скорости их образования. В положительном столбе интенсивно генерируются фотоны ультрафиолетового излучения. Это позволяет, покрыв стенки баллона люминофором, создать индикаторные приборы с различными цветами свечения.

Условие возникновения самостоятельного разряда (25.31), записанное для плоскопараллельного промежутка с равномерным распределением потенциала между катодом и анодом, может быть распространено и на катодную область тлеющего разряда (области 1-3, рис. 25.10), на которую приходится основная часть падения напряжения в промежутке.

Когда условия в промеясутке соответствуют значению (E/Po)opt, то разряд характеризуется нормальной плотностью тока на катоде /„jH> минимальным катодным падением С/н и называется нормальным тлеющим разрядом. Поскольку при не очень больших расстояниях между электродами d падение потенциала в плазме невелико, обьино принимают катодное падение ДС/ приблизительно равным напряжению поддержания разряда U. Значения /j и £4:,н остаются постоянными при изменении разрядного тока при условии, что разрядное свечение покрьшает не весь катод или не занимает слинжом малую часть его поверхности. Благодаря постоянству /к,н увеличением разрядного тока пропорционально ему увеличивается поверхность катода, покрытая свечением (закон Геля) :

/=/к.н5, (25.34)

где S - площадь катода, покрытая свечением.

Для катода, поверхность которого не полностью покрыта свечением, значение / всегда стремится к J.h- Можно показать, что аналогично (25.31) соответствующее значение катодного падения равно

<7,,н=1п(1 + 1/7)/73зф, (25.35)

зсь - эф(

тлеющем разряде.

здесь - эффективное значение коэффициента i? в нормальном

к * Диффузия назьтается двухполярной, поскольку к стенкам одновремешю двигаются и электроны, и ионы.

Перейдем к определению плотности тока в тлеющем разряде. Катодная область характеризуется наличием объемного заряда ионов и злектронов с плотностями р-, Ре, которые можно выразить в виде

" Щх- Ре = Je/Vex , (25.36)

где /j. , и v", Vex - плотности направленного тока и скорости дрейфа положительных ионов и электронов соответственно. Поскольку на катоде /е =т-,- , 7 < 1 (см. § 25.2) и jT. < Vex (см. § 25.3), то Jg/vex * /ix ™ позволяет записать уравнение Пуассона для катодной области в виде

dE/dx=-1,13 10 . (25.37)

Экспериментально было найдено, что в катодной области Е линейно спадает от Е при х = О на катоде до£ = О при х на анодной границе катодной области, т. е. dE/dx = const.

Используя выражение для направленной скорости ионов v., аналогичное (25.19), считая, что на катоде почти весь ток переносится ионами J.a Jj + "е = -j (1 + у) Jj > можно в предположении постоянства правой и левой частей (25.37) записать в правую часть условия для катода

dE/dx = -1,13 • 10 /к.нРо/гок- (25.38)

Интегрирование (25.38) в пределах oi Е = Еу при дс = О до £" =0, при X = d дает

f-K = -1,13 • 10» J,„PodJki оЕ. (25.39)

Подставив сюда с/к из

(£/Ро)эф = U.JPod, (25.40)

приняв с учетом линейного изменения Е

Ро(£/Ро)эф=£к/2 (25.41)

и решив (25.39) относительно/.н» получим окончательно

J.,« = 3,6 . 10- = /..„0. (25.42)

Здесь J к,но - плотность тока нормального тлеющего разряда при единичном давлении 1 Па.

Из-за большого числа допущений при вьшоде выражение (25.42) дает только порядок значения плотности тока, однако его истинная

ценность заключается в правильном отражении зависимостей плотности тока от давления и отношения {Е/ро}эф.

Определим конкретные значения в условиях тлеющего раз ряда в различных газах. В чистых инертных газах плотность тока и соответственно концентраиля метастабильных атомов сравнительно велики. Ионизация здесь происходит в результате двух процессов: прямой ионизации нейтрального атома электронным ударом и ступенчатой ионизации при соударении двух метастабильных атомов между собой. Если считать эти два процесса независимыми, то

эф= W+J2. (25.43)

Здесь г) - число метастабильных атомов, создаваемых электроном при прохождении разности потенциалов 1 В, а коэффициент 1/2 введен в связи с тем, что для ионизации необходимы два метастабильных атома. Таким образом, в инертных газах, где образуется много метастабильных атомов, т?зф > Vffiax •

В смесях инертньгх газов, в которых возникает эффект Пеннинга, для ионизации требуется только один атом (см. поз. 5, табл. 25.1). Поэтому

%ф = шах+1ш (25-44)

и опять тах реакция не связана с парными взаи-

модействиями, т. е. происходит при любых плотностях тока, то в пен-нинговых смесях снижаются напряжения как возникновения U, так и поддержания разряда.

В формулы для определения напряжений возникновения и поддержания разряда необходимо ввести поправки, учитьшающие то обстоятельство, что электроны начинают неупруго взаимодействовать с молекулами газа не в плоскости катода, а пройдя определенную разность потенциалов по направлению к аноду. Эта поправка для напряжения возникновения разряда и в чистых газах равна потенциалу иошзации t/., в пеннинговых смесях - потегадаалу метастабильного состояния Для напряжений поддержания разряда поправка U" в газах, где концентрация метастабильных атомов значительна, равна <7, в остальных газах t/.. Соответствующие формулы имеют вид для напряжения возникновения разряда:

Uemin =и + 1п(1 + \li)lri„x (-

и для напряжения поддержания разряда

<7„ = и" + 1п(1 + lh)M. (25.46)

Необходимые для расчетов значения U, U", П-а- эф -к.нО (E/Po)opt, (£/Ро)эф. 1п(1 + 1/7) приведены в табл. 25.3 и 25.4.