Помощничек
Главная | Обратная связь


Археология
Архитектура
Астрономия
Аудит
Биология
Ботаника
Бухгалтерский учёт
Войное дело
Генетика
География
Геология
Дизайн
Искусство
История
Кино
Кулинария
Культура
Литература
Математика
Медицина
Металлургия
Мифология
Музыка
Психология
Религия
Спорт
Строительство
Техника
Транспорт
Туризм
Усадьба
Физика
Фотография
Химия
Экология
Электричество
Электроника
Энергетика

ОСНОВЫ ФИЗИКИ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА



Кафедра электронных и ионных приборов

 

 

РАБОТА N 5

 

ОСНОВЫ ЗОНДОВЫХ МЕТОДОВ ДИАГНОСТИКИ ПЛАЗМЫ

 

 

Составители: Подгорный В.И.

Лебедева А.В.

Сысун В.И.

 

 

Петрозаводск. 2004г.

 

 

СОДЕРЖАНИЕ.

Часть I. Основные положения физики газового разряда, плазмы и метода зондовых характеристик…………………………………………………………………………2

1.1. Основы физики газового разряда…………………………………………………………2

1.2. Основы физики плазмы ………………………..…………………………………………7

1.3. Метод зондовых характеристик…………………………………………………………13

 

Часть 2. Экспериментальное исследование плазмы тлеющего разряда с помощью зондов…………………………………………………………………………………21

2.1. Описание установки……………………………………………………………………….21

2.2. Порядок выполнения работы……………………………………………………………..22

2.3. Указания по технике безопасности……………………………………………………….23

2.4. Содержание отчёта……………………………………………………………………..….23

2.5. Контрольные вопросы…………………………………………………………………..…23

Литература……………………………………………………………………………………....24

 

 

ЧАСТЬ 1. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ ФИЗИКИ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА, ПЛАЗМЫ И МЕТОДА ЗОНДОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК.

ОСНОВЫ ФИЗИКИ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА.

Всякий газ в своем нормальном состоянии – диэлектрик; исключения не составляют и пары металлов, где свободные электроны появляются только при громадных степенях сжатия, при которых плотность пара приближается к плотности жидкости. Создание слабого электрического поля в газе не вызывает в нем появления тока проводимости. Последний может возникнуть в газе в одном из двух случаев:

а) Наличие одновременно двух условий – фактора, обеспечивающего появление свободных носителей заряда (коротковолновое электромагнитное излучение, эмиссия электронов или ионов, высокая температура газа), и электрического поля любой напряженности, сообщающего им направленное движение. Причем устранение любого из этих условий уничтожает ток проводимости. В этом случае ток в газе или разряд в газе называют НЕСАМОСТОЯТЕЛЬНЫМ.

б) Наличие только одного электрического поля, но с напряженностью, не меньшей некоторого определенного значения, зависящего от условий в газе и краевых условий на окружающих телах. Это случай САМОСТОЯТЕЛЬНОГО ГАЗОВОГО РАЗРЯДА. Процесс развития этого вида разряда называют пробоем газа или зажиганием разряда.

При самостоятельном разряде в газе происходит множество разнообразных элементарных процессов, как в самом газе, так и на поверхностях ограничивающих его тел. Поэтому самостоятельный ток в газе сопровождается большим количеством сопутствующих ему явлений. Некоторые из них, как, например, возбуждение молекул газа и их последующее свечение, являются неизбежными следствиями механизма самостоятельного газового разряда.

Первой количественной теорией газового разряда была теория электронных лавин, предложенная Таунсендом в самом начале XX-го века. Эта теория применима к тем типам электрических разрядов в газах или к тем областям газового промежутка, в которых направленное движение электронов под действием электрического поля преобладает над их беспорядочным тепловым движением. Таунсенд ввел три коэффициента, характеризующие процессы ионизации газа. Первый коэффициент – КОЭФФИЦИЕНТ ОБЪЕМНОЙ ИОНИЗАЦИИ ГАЗА электронами a – обозначает число свободных электронов и равное ему число положительных ионов, образуемых одним электроном путем соударений с частицами газа при продвижении этого электрона на 1 см в направлении от катода к аноду. Второй коэффициент – это КОЭФФИЦИЕНТ ИОНИЗАЦИИ положительными ионами b, равный числу ионизаций, производимых одним положительным ионом при продвижении его от анода к катоду на 1 см. Третий коэффициент g – это коэффициент ионно-электронной эмиссии катода. Он показывает, сколько электронов, вылетающих из катода, приходится в среднем на каждый положительный ион, попадающий на катод (т. е. к числу g-процессов термо- и автоэлектронную эмиссии не относят).

Механизм разряда с помощью теории электронных лавин можно описать следующим образом. Для осуществления начала разряда необходимо образование хотя бы одного свободного электрона при помощи постороннего ионизатора. Этот процесс может происходить во всем объеме газа (например, за счет космического излучения или радиационного фона Земли) или же только на катоде (например, за счет случайного вылета из него электронов). Каждый электрон на пути к аноду ионизует молекулы газа. Освобожденные при этом электроны также направляются к аноду и тоже разбивают при соударениях молекулы газа на положительные ионы и электроны. Таким образом, число электронов, двигающихся по направлению к аноду, постепенно увеличивается с удалением от катода, и имеет место явление, которое носит наименование ЛАВИНЫ ЭЛЕКТРОНОВ. Чем больше расстояние между катодом и анодом при одной и той же напряженности поля, тем больше нарастание лавины на пути от катода до анода.

Путем несложных вычислений и рассуждений можно получить условие существования самостоятельного лавинного разряда:

g[exp(a×d) – 1] = 1; (1.1)

где d – расстояние между катодом и анодом.

При выводе условия (1.1) пренебрегают ионизацией частиц газа положительными ионами (т.е. считается, что b = 0), поскольку она очень мала по сравнению с ионизацией за счет электронов.

Коэффициенты a и g являются функциями напряженности поля Е, а, следовательно, при данной геометрической конфигурации электродов и функциями разности потенциалов U между анодом и катодом. При прочих равных условиях a и g возрастают вместе с возрастанием U, и величина g[exp(a×d) – 1] также увеличивается с увеличением U. То значение U, при котором g[exp(a×d) – 1] становится равным единице, называют напряжением зажигания самостоятельного разряда Uз. С этой точки зрения (1.1) представляет собой условие перехода из несамостоятельного разряда в самостоятельный.

Как правило, переход от несамостоятельного разряда к самостоятельному сопровождается резким увеличением силы тока и внезапным появлением свечения газа. Однако если ввести в цепь питания разряда очень большое сопротивление, то можно наблюдать постепенный переход к самостоятельному разряду.

При достаточно большом сопротивлении внешней цепи(~ 106 Ом) и малых давлениях газа вначале наблюдается самостоятельный лавинный разряд с очень малой силой тока, который называют ТАУНСЕНДОВСКИМ РАЗРЯДОМ. В этом разряде искажением поля пространственными зарядами образующихся ионов можно пренебречь.

С уменьшением внешнего сопротивления и увеличением тока начинается искажение поля между электродами пространственными зарядами, и разряд переходит в НОРМАЛЬНЫЙ ТЛЕЮЩИЙ РАЗРЯД.

Отличительным признаком тлеющего разряда является распределение потенциала в газе, характеризуемое значительным КАТОДНЫМ ПАДЕНИЕМ потенциала, т.е. изменением потенциала порядка сотен вольт на протяжении от катода до области разряда, называемой ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ТЛЕЮЩИМ СВЕЧЕНИЕМ. Это распределение потенциала обусловлено типичным для тлеющего разряда расположением пространственных зарядов.

Характерное для тлеющего разряда распределение потенциала имеет своим следствием также характерный вид разряда, как бы распадающегося на несколько различных частей:

1. Светящийся слой газа, называемый ПЕРВЫМ КАТОДНЫМ СВЕЧЕНИЕМ или КАТОДНОЙ СВЕТЯЩЕЙСЯ ПЛЕНКОЙ.

2. Катодная пленка не лежит непосредственно на катоде, а отделена от него темным слоем, обычно чрезвычайно тонким – ТЕМНЫМ АСТОНОВЫМ ПРОСТРАНСТВОМ.

3. За катодной светящейся пленкой следует ТЕМНОЕ КАТОДНОЕ ПРОСТРАНСТВО.

4. Темное катодное пространство резко переходит в ОТРИЦАТЕЛЬНОЕ ТЛЕЮЩЕЕ СВЕЧЕНИЕ, иногда называемое просто ТЛЕЮЩИМ СВЕЧЕНИЕМ.

5. В противоположную от катода сторону оно постепенно переходит в так называемое ФАРАДЕЕВО ТЕМНОЕ ПРОСТРАНСТВО.

Все пять перечисленных частей разряда называются катодными частями разряда. В первых четырех частях сосредоточены все процессы, необходимые для поддержания разряда.

6. Следующая за фарадеевым темным пространством часть разряда называется ОСТОВОМ РАЗРЯДА. В более или менее узких трубках остов разряда представляет собой столб ионизованного светящегося газа и называется ПОЛОЖИТЕЛЬНЫМ СТОЛБОМ РАЗРЯДА.

7. При некоторых условиях между положительным столбом и анодом видно ТЕМНОЕ АНОДНОЕ ПРОСТРАНСТВО, а на самой поверхности анода - анодное свечение или АНОДНАЯ СВЕТЯЩАЯСЯ ПЛЕНКА.

Распределение потенциала при тлеющем разряде вдоль разрядной трубки показано на рис.1.

Вольтамперная характеристика разряда при переходе его от несамостоятельного к самостоятельному изображена на рис. 2.

Часть кривой АВ соответствует таунсендовскому разряду, кривая от В до D – так называемому НОРМАЛЬНОМУ ТЛЕЮЩЕМУ РАЗРЯДУ, при котором свечением покрыта лишь некоторая доля поверхности катода, увеличивающаяся с возрастанием тока. Характеристика здесь падающая поскольку при малых силах тока катодное падение остается постоянным, между тем как градиент поля в положительном столбе уменьшается с увеличением плотности тока.

С переходом к так называемому АНОМАЛЬНОМУ тлеющему разряду, когда вся поверхность катода покрыта свечением, прикатодное падение начинает увеличиваться с увеличением силы тока, притом в большей степени, чем уменьшается падение потенциала в положительном столбе при не слишком большой длине последнего. Поэтому характеристика становится вновь возрастающей (часть кривой DEF) .

Если еще дальше уменьшать внешнее сопротивление, то нагревание катода (благодаря ионной бомбардировке) настолько увеличивается, что начинается заметная термоэлектронная эмиссия с катода. Величина прикатодного падения потенциала начинает уменьшаться, сила тока – возрастать и, наконец, и то, и другое достигают величин, характерных для дугового разряда (участок кривой FG). Вместе с этим переходом сужается, а затем пропадает темное катодное пространство, исчезают первое катодное свечение и астоново тёмное пространство.

В то время, как катодные и анодные части разряда имеют размеры, обуславливаемые природой и давлением газа и плотностью разрядного тока, остов тлеющего разряда заполняет остальное пространство трубки и при достаточно большой разности потенциалов между катодом и анодом может иметь любую длину. На явлениях, наблюдаемых в остове, не сказывается ни природа, ни состояние электродов, и весь остов является лишь частью разряда, служащей для передачи тока через газы.

При тлеющем разряде в широких сосудах положительного столба не наблюдается, и либо весь остов кажется совершенно темным (в He, Ne, H2), либо в остове видно лишь слабое свечение (О2, пары воды). В темном остове и в положительном столбе беспорядочное движение электронов преобладает над направленным. Развития электронных лавин здесь не происходит, и эта область тлеющего разряда представляет собой газ в состоянии ПЛАЗМЫ.

Благодаря беспорядочному тепловому движению электронов в плазме изолированные стенки, ограничивающие плазму, приобретают отрицательный заряд. На них образуется избыток электронов, попадающих на них раньше, чем положительные ионы, обладающие значительно меньшими скоростями. Поэтому потенциал стенки, граничащей с плазмой, всегда ниже потенциала плазмы.

 

ОСНОВЫ ФИЗИКИ ПЛАЗМЫ.

Плазмой называют квазинейтральную систему, содержащую положительно и отрицательно заряженные свободные частицы. Положительные частицы - это всегда ионы, а отрицательные – обычно электроны. В результате "прилипания" электронов к нейтральным атомам в плазме могут возникнуть и отрицательные ионы, но они встречаются редко и имеют второстепенное значение.

Ионизация атомов и молекул может происходить при нагревании вещества до высоких температур – это, так называемая, термическая плазма. В предельном случае полной ионизации вещества, когда существуют только "голые" ядра и электроны, такую плазму называют ТЕРМОЯДЕРНОЙ. В газовом разряде значительная ионизация может быть достигнута и при низкой (~300 К) температуре газа за счёт протекания электрического тока.

1.2.1. КВАЗИНЕЙТРАЛЬНОСТЬ ПЛАЗМЫ. Квазинейтральная (что означает почти нейтральная) плазма – это плазма электрически нейтральная в среднем в достаточно больших объёмах или за достаточно большие промежутки времени. Величины объёмов и промежутков времени, в которых проявляется квазинейтральность, определяются пространственным и временным масштабами разделения зарядов.

Рассмотрим сначала масштаб разделения зарядов во времени. Представим себе, что в плоском слое плазмы толщиной х и площадью S все частицы одного знака, например, электроны сместились на одну из ограничивающих этот слой плоскостей (рис.3).

Получится плоский конденсатор, ёмкость которого равна:

,

где – 8.85×10–12 Ф/м – электрическая постоянная, – относительная диэлектрическая проницаемость среды.

Заряд этого конденсатора Q равен суммарному заряду всех электронов, содержащихся в объёме слоя V = S×х:

Q = S ×n×e×х,

где n – концентрация электронов, т.е. число их в единице объёма.

Разность потенциалов между пластинами конденсатора

(1.2)

и однородное электрическое поле между ними

Это поле сообщает каждому электрону ускорение

, (1.3)

где m – масса электрона.

Подставляя в уравнение (1.3) , получим:

;

отсюда

. (1.4)

Как видно, уравнение (1.3) описывает гармоническое колебание с круговой частотой wо, пропорциональной корню квадратному из концентрации электронов. Эта частота называется ПЛАЗМЕННОЙ. Она является одной из важнейших характеристик плазмы.

Итак, в случае разделения зарядов в плазме возникающие электростатические силы вызывают так называемые ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИЕ или ЛЕНГМЮРОВСКИЕ колебания. Последнее название происходит от имени учёного, впервые обратившего внимание на эти колебания. Соответственно и плазменную частоту иногда называют ленгмюровской.

Можно показать, что всякое разделение зарядов в плазме приводит к колебаниям плотности заряда. В среднем за много периодов колебаний плазма ведёт себя как квазинейтральная среда. Временной масштаб разделения зарядов есть величина того же порядка, что и период плазменных колебаний:

Разделение зарядов может быть существенным только за периоды времени, малые по сравнению с этим масштабом.

За пространственный масштаб разделения зарядов d можно принять расстояние, которое частица при своём тепловом движении проходит за время t:

;

где <v>– средняя скорость теплового движения частиц.

На расстояниях, больших по сравнению с d , соблюдается квазинейтральность плазмы.

Пространственный масштаб разделения зарядов можно рассмотреть и с энергетической точки зрения. Как видно из формулы (1.2), разделение зарядов приводит к возникновению в плазме разности потенциалов (поляризации плазмы). В плотной плазме (n - достаточно велико в формуле (1.2)) даже ничтожное разделение зарядов вызывает громадную разность потенциалов. Но на создание разности потенциалов нужна энергия, которая может быть почерпнута только из теплового движения. Чтобы преодолеть разность потенциалов(2.3), электрон должен обладать энергией

Е = eV = . (1.5)

Эта энергия пропорциональна квадрату расстояния х. Расстояние, на котором может быть заметным разделение зарядов вследствие теплового движения, определяется тем условием, что энергия E должна быть одного порядка с энергией теплового движения электронов kТ , где k – постоянная Больцмана, Т – температура электронов. Расстояние d, на котором возможно заметное разделение зарядов, находится из условия:

Откуда

. (1.6)

Величину d называют ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ ДЛИНОЙ. Эта величина является наибольшей длиной, на которой вследствие теплового движения самопроизвольно возникают разности потенциалов, т.е. происходит поляризация плазмы. В частности, у границы плазмы возникает слой, в котором квазинейтральность нарушается, причём толщина этого граничного слоя порядка пространственного масштаба разделения зарядов.

До сих пор мы рассматривали разделение зарядов как результат смещения электронов. Найденную в этом допущении частоту электростатических плазменных колебаний называют ЭЛЕКТРОННОЙ ПЛАЗМЕННОЙ ЧАСТОТОЙ, а соответствующий пространственный масштаб - ЭЛЕКТРОННОЙ ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ ДЛИНОЙ. Можно найти аналогичные величины, принимая, что разделение зарядов вызывается движением ионов. Тогда получится ИОННАЯ ПЛАЗМЕННАЯ ЧАСТОТА, в выражении которой заряд и масса электрона заменены зарядом и массой иона. Поскольку электроны подвижнее ионов, то электронная плазменная частота важнее ионной. Если говорят просто о плазменной частоте, то имеют в виду электронную плазменную частоту.

Понятие пространственного масштаба разделения зарядов можно уточнить, если рассмотреть электростатический потенциал вокруг отдельной заряженной частицы в плазме. В вакууме вокруг частицы с зарядовым числом Z этот потенциал выражается как

, (1.7)

где r – расстояние до частицы с зарядом Z.

Выражение (1.7) часто называют КУЛОНОВСКИМ ПОТЕНЦИАЛОМ.

Каждая заряженная частица вызывает поляризацию окружающей плазмы: вокруг такой частицы скапливается "атмосфера" с избытком частиц противоположного знака, экранирующая поле частиц.

Можно показать, что выражение для потенциала в неизотермической плазме имеет вид:

, (1.8)

где

(1.9)

no – средняя концентрация заряженных частиц в невозмущенной плазме;

Тi – температура ионов.

Если электронная и ионная температуры сильно отличаются друг от друга, то дебаевская длина определяется более холодным компонентом плазмы. Выражение (1.8) называют ЭКРАНИРОВАННЫМ или ДЕБАЕВСКИМ потенциалом, а величину D, имеющую размерность длины – ДЕБАЕВСКИМ РАДИУСОМ ЭКРАНИРОВАНИЯ (или радиусом Дебая-Хюккеля).

Как видно из (1.8) , на малых расстояниях от частицы потенциал переходит в кулоновский. На расстояниях r > D потенциал экспоненциально уменьшается из-за экранирования поля данной частицы зарядами частиц другого знака. Впервые распределение потенциала такого вида было получено Дебаем для точечного заряда в растворах сильных электролитов.

При обычно получаемых в газоразрядной плазме концентрациях электронов n = 109 – 1015 см–3 и температурах Тe = 104 К, Ti = 102 К, дебаевский радиус очень мал: D = 10–2–10–5 см.

В соответствии с определением, данным Ленгмюром, ионизованный газ называется плазмой, если дебаевский радиус экранирования мал по сравнению с рассматриваемым объёмом газа.

1.2.2. ТЕМПЕРАТУРА ПЛАЗМЫ. Важнейшей характеристикой плазмы, как системы, находящейся в состоянии теплового или термического равновесия, является её температура. Понятие температуры имеет смысл только при наличии хотя бы частичного равновесия. В статистической физике температура определяется как величина, прямо пропорциональная модулю так называемого канонического распределения (которое определяет вероятность застать систему частиц в состоянии с энергией Еi):

~ ;

где q – модуль распределения; W(E) – вероятность.

Величина q может относиться только к макросистеме частиц и является существенно положительной и однозначной функцией энергии. Её можно назвать СТАТИСТИЧЕСКОЙ ТЕМПЕРАТУРОЙ. Она имеет размерность энергии и может измеряться, например в джоулях. Согласно закону равнораспределения энергии, температура в энергетических единицах равна средней энергии, приходящейся на две степени свободы классического идеального газа.

Однако как единица измерения температуры, джоуль оказывается крайне неудобным, прежде всего потому, что энергия теплового движения фактически ничтожна по сравнению с джоулем. Кроме того, разумеется, непосредственное измерение температуры как энергии частиц было бы практически очень затруднительным. По этой причине в физике пользуются практически удобной условной единицей измерения температуры – градусом. Как известно, градус определяется как одна сотая часть разности между температурами кипения и замерзания чистой воды при атмосферном давлении.

Переводной коэффициент, определяющий, какая часть джоуля содержится в одном градусе, называется ПОСТОЯННОЙ БОЛЬЦМАНА:

k = 1.38×10–23 Дж×К.

Связь между статистической температурой, измеряемой в джоулях, и обычной температурой, измеряемой в градусах, выражается соотношением:

q = k×T

Удобной для физики плазмы энергетической единицей температуры является электронвольт (эВ):

1 эВ = 1,6×10–19 Дж = 11.600 К.

Плазма имеет одну определённую температуру только в том случае, если она находится в СОСТОЯНИИ ПОЛНОГО ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОГО РАВНОВЕСИЯ. Очень часто в плазме приходится иметь дело с частичным термодинамическим равновесием. Так обмен энергиями электронов с ионами происходит гораздо медленнее, чем обмен между частицами, близкими по массе. Поэтому в не слишком плотной плазме может длительное время существовать состояние, когда она характеризуется двумя температурами: электронной Тe и ионной Тi. Плазму с Тe = Тi называют ИЗОТЕРМИЧЕСКОЙ. Получение её в обычных условиях эксперимента – задача довольно сложная. Такая плазма налицо в атмосфере звезд, обладающих высокой температурой.

Другой вид плазмы – ГАЗОРАЗРЯДНАЯ ПЛАЗМА – отличается от изотермической плазмы тем, что заряженные частицы, входящие в состав такой плазмы, постоянно находятся в ускоряющем электрическом поле, поддерживающем запас энергии их хаотического теплового движения. Приобретенная таким образом средняя кинетическая энергия электронов в газоразрядной плазме может принимать значения, во много раз превышающие среднюю энергию нейтральных частиц плазмы.

Пребывание газа в состоянии термически неравновесной плазмы поддерживается за счёт энергии проходящего через плазму разрядного тока. Если внешнее электрическое поле исчезает, то быстро исчезает и плазма. Исчезновение предоставленной самой себе газоразрядной плазмы называют ДЕИОНИЗАЦИЕЙ ГАЗА.

Кроме температуры плазму характеризуют ещё одним важным параметром: КОНЦЕНТРАЦИЕЙ ЭЛЕКТРОНОВ ne.

Третий существенный параметр газоразрядной плазмы – количество проходящих в плазме актов ионизации, выражаемое, например, ЧИСЛОМ ИОНИЗАЦИЙ, происходящих на один электрон в течение одной секунды.

В плазме, ограниченной твёрдыми стенками, происходит амбиполярная диффузия электронов и положительных ионов на эти стенки. ПЛОТНОСТЬ ИОННОГО ТОКА на стенку (равную плотности электронного тока) принимают за четвертый параметр газоразрядной плазмы. Пятым параметром плазмы является устанавливающаяся в цилиндрической трубке ПРОДОЛЬНАЯ НАПРЯЖЕННОСТЬ ПОЛЯ Еz.

 

 




Поиск по сайту:

©2015-2020 studopedya.ru Все права принадлежат авторам размещенных материалов.