Ionizarea gazelor

Fotografia unui electrod în timpul unei descărcări de strălucire în argon . Luminozitatea slabă se datorează emisiei de lumină de către electroni legați de atomii neutri care protejează electrodul.

Ionizarea unui gaz este un proces prin care un gaz, inițial neutru, este ionizat prin trecerea unui curent electric . Este, de asemenea, cunoscut sub numele de descărcare electrică sau (dacă curentul care curge în descărcare este foarte mare) arc electric. Fenomenul descărcării gazului ^[1] coincide cu defalcarea dielectrică a materialului, atunci când materialul este un gaz. De fapt, un gaz neutru este dielectric , dar dacă este supus unui câmp electric suficient de ridicat, se poate ioniza și astfel poate deveni conductor .

Câmpul electric maxim care poate rezista unui gaz fără a intra în conducție este rezistența dielectrică a gazului, în analogie cu materialele solide : atunci când aveți descărcarea, se spune, de asemenea, că rezistența sa dielectrică a fost perforată. Acest lucru se întâmplă, de exemplu, în cazul fulgerelor sau tuburilor neon .

Metode de ionizare

Diagrama Energia primei ionizări în funcție de numărul atomic . După cum se poate vedea, este cuprins între 5:25 electronvolți .

În laborator, o cantitate mică de gaz poate fi încălzită și ionizată în principal prin trei metode:

lăsând să treacă un curent, de exemplu prin aplicarea unei tensiuni între doi electrozi (descărcare de curent continuu);
introducerea unei frecvențe adecvate unde radio (descărcări de frecvență radio);
ca la punctul anterior, dar folosind cuptorul cu microunde (descărcări cu microunde).

În general, din punct de vedere microscopic, aceste metode pentru a forma o descărcare (sau plasmă ) sunt toate echivalente: energia este furnizată electronilor legați de nuclei , care la un anumit punct sunt eliberați de legarea cu nucleul. Electronii liberi se ciocnesc cu alți atomi neutri, eliberând mai mulți electroni, iar procesul continuă apoi în cascadă până la un echilibru, care depinde numai de presiunea gazului și câmpul electric aplicat.

Condiția inițială este ca electronii să aibă o energie cinetică mai mare a potențialului de ionizare al elementului utilizat pentru descărcare. Deoarece primul potențial de ionizare (adică energia necesară pentru a rupe primul electron către nucleu) este între 5:25 eV (vezi figura), această valoare furnizează energia prag necesară în electroni pentru a ioniza gazul. Gazele nobile au o energie de ionizare mai mare; totuși, trebuie avut în vedere faptul că pentru gazele diatomice , cum ar fi azotul sau oxigenul , trebuie inclusă și energia necesară pentru a sparge moleculele: consecința este că tensiunea de rupere (a se vedea mai jos) este în general mai mare pentru aceste ultime .

Cea mai simplă și mai obișnuită metodă de ionizare a unui gaz este accelerarea electronilor prezenți în mod natural și într-un gaz neutru cu câmp electric : prin urmare, ne concentrăm în cele ce urmează descărcărilor de curent continuu, care sunt cele mai ușor de realizat și cele mai studiate în laborator, de asemenea, pentru o gamă largă de aplicații ( galvanizare , xerografie , industria pulverizării etc.). Chiar dacă vor fi tratate fenomenele generale ale unei descărcări de gaze, cum ar fi defectarea electrică, trecerea de la strălucire la arc etc., trebuie totuși reținut că aceste aspecte au fost studiate (de la sfârșitul secolului al XIX-lea) pe un anumit dispozitiv. Cu toate acestea, unul dintre principalele aspecte ale descărcărilor de gaze este că acestea pot juca o mare varietate de forme diferite datorită varietății mari de parametri în joc, cum ar fi natura gazului, modul în care este aplicată tensiunea și natura condițiilor limită (materialul și dimensiunile electrozilor , prezența vârfurilor, natura suprafețelor expuse, distanța dintre electrozi, forma și dimensiunea tubului de descărcare ...).

Acest lucru nu exclude faptul că atunci există o gamă largă de descărcări de gaz în clasă care apar în situații în care o tensiune se dezvoltă spontan (și, prin urmare, nu este indusă de un circuit extern) pentru frecare , schimb de sarcină , ceați , vânturi , valuri , pulverizare , etc. În majoritatea acestor situații, condițiile limită sunt prost definite și sunt adesea realizate din materiale izolatoare și nu de electrozi ca în descărcarea de curent continuu. Unele dintre aceste tipuri de descărcări au fost studiate (de exemplu, fulgere ), dar descărcările care apar mai ales întâmplător între două suprafețe izolante, cum ar fi frecvent în xerografie sau în scurtcircuite chiar mai frecvente în circuitele electrice , au primit atenție relativ minoră.

Descărcări gazoase în curent continuu

Curba caracteristică ( tensiunea în funcție de curent ) a unui tub la neon , presiune 1 torr , cu doi electrozi pe disc de 2 cm în diametru, separați cu 50 cm.

Descărcările gazoase dintr-un tub drept (sticlă sau cuarț) au fost primele studiate, la sfârșitul secolului al XIX-lea: erau cunoscute sub numele de tuburi Crookes sau tuburi Geissler . Schema aparatului este foarte simplă și constă din trei elemente:

un tub drept (camera de vid), ținut sub vid de o pompă ;
un circuit electric , conectat la doi electrozi așezați la cele două capete ale tubului;
un cilindru de gaz , cu o supapă cu ac pentru a controla debitul gazului.

Necesitatea păstrării tubului de vid provine din faptul că, așa cum vom vedea, este mai ușor să ionizăm un gaz de joasă presiune: presiunea tipică în evacuarea conductelor variază între 10 ^-2 și 1 mbar (7,6 × 10 ^-3 și 0,76 torr ). Tensiunea de declanșare (defecțiune) depinde de produsul presiunii și distanței electrozilor ( legea lui Paschen ). Există un produs ideal între presiune și distanța dintre electrozi pentru care tensiunea de aprindere este minimă. De fapt, dacă vidul este prea mare, cu excepția cazului în care există distanțe enorme între electrozi, probabilitatea ca un electron să se ciocnească cu gazul rezidual este atât de scăzută încât nu are loc nici o descărcare. Din motive opuse, dacă presiunea este prea mare, probabilitatea de coliziune este prea mare și electronii nu capătă suficientă energie între un impact și următorul, cu excepția cazului în care se află într-un câmp electric foarte ridicat.

Figura arată curba caracteristică a unui Neon de refulare într-o țeavă dreaptă: presiunea gazului este de 1 torr , în tub există doi disci de electrozi de 2 mm diametru, separați cu 50 cm ^[2] . Deoarece tensiunea aplicată variază, descărcarea trece printr-o serie de regimuri succesive, de exemplu:

Descărcarea întunecată;
Descărcarea strălucitoare;
Arcul (sau scânteia).

În figură, diferitele regimuri sunt indicate cu majuscule și sunt:

A. Impulsuri aleatorii actuale (raze cosmice)
B. saturația curentă
C. descărcare Townsend avalanșă
D. descărcați Townsend care se susține
E. regiune instabilă (linii punctate): descărcare coronală
F. strălucire (descărcare strălucitoare) subnormală
G. strălucire „normală”
H. strălucire „anormală”
I. regiune instabilă (linii punctate): tranziție arc-strălucire
J. arc non-termic
K. arc termic

Trăsăturile AD fac parte din așa-numita "descărcare întunecată": deși există producție de electroni liberi și, prin urmare, ionizare, fluxul de electroni nu este atât de mare încât să permită formarea unui curent apreciabil (curent <10 uA). Ca urmare, „plasma” încă nu emite lumină.

Trăsăturile FH fac parte din descărcarea de la „strălucire” (strălucire): plasma emite o luminiscență slabă care ocupă aproape întregul volum al tubului, datorită în principal emisiilor de radiații de către atomii neutri excitați.

Intinderile sunt parte arc IK: există o mare emisie de radiații, iar descărcarea este concentrată sub forma unui canal îngust, care ocupă doar centrul tubului.

Mai jos vom trata în detaliu aceste trei regimuri principale de descărcare de gaz rectilinie.

Descărcarea se întunecă

Fenomenele care determină ionizarea unui gaz într-o conductă au fost studiate de către fizicianul englez John Sealy Townsend în jurul anului 1897 : regimul în care aceste fenomene sunt valabile este această schemă de descărcare întunecată, sau descărcare Townsend ^[3] .

Cel mai scăzut curent (punctul A al curbei caracteristice) sunt de ordinul p A sau chiar mai puțin, și sunt sub formă de impulsuri aleatoare ( „burst“) de curent, din cauza surselor externe, cum ar fi radioactivitate naturală și razele cosmice . Cu toate acestea, câmpul electric este atât de scăzut încât acești electroni nu pot genera alți electroni ca urmare a ionizărilor ulterioare: aceasta este condiția standard a tuturor gazelor neutre, inclusiv a aerului, unde există un procent foarte mic de ionizat.

Dacă se aplică tensiune electrozilor, electronii încep să fie emiși electrod negativ ( catod ), inițial pentru fotoemisiune . În consecință, curentul crește, așa cum se arată în secțiunile A - B ale curbei caracteristice: prin creșterea tensiunii în continuare, se ajunge în curând la o situație de echilibru, în care electronii produși (cei naturali + cei emiși de catod) sunt rapid dispersate în regiunea tubului dintre cei doi electrozi („gap”). Curentul atins se numește curent de saturație și se numește I _0. Deoarece valoarea curentului de saturație depinde de modul în care din exterior crește tensiunea și cantitatea de electroni inițiali, pot exista multe curbe precum A - B, cu valori diferite ale curentului de saturație (de exemplu, ca în figura secțiunile A - B, A '- B' etc.). Această proprietate a părții inițiale a curbei caracteristice a unui tub de descărcare este utilizată, de exemplu, în contoare Geiger : secțiunea A - B este, prin urmare, uneori numită și regim Geiger.

Efect de ionizare a avalanșei de către electronii emiși de catod (fund).

Prin creșterea în continuare a tensiunii, electronii liberi sunt suficient de accelerați pentru a se ciocni cu puterea atomilor neutri, producând noi electroni liberi (ionizare prin coliziune). Electronul inițial, plus cel emis de coliziune, poate fi re-accelerat pentru a se ciocni cu alți atomi neutri. Acest lucru produce un efect de ghiocel, cunoscut sub numele de avalanșă, sau Townsend (secțiunea B - C a curbei caracteristice). Townsend a reușit, după studii sistematice, să caracterizeze cantitativ curentul produs într-o descărcare de avalanșă, obținând relația:

I=I_{0}\,e^{\alpha d}\,.

{\ displaystyle I = I_ {0} \, e ^ {\ alpha d} \,.}

I = I_ {0} \, e ^ {{\ alpha d}} \,.

unde I ₀ este curentul de saturație al regimului Geiger, d este distanța („decalajul”) dintre cei doi electrozi (în cm), iar α este primul coeficient Townsend. Reprezintă numărul de electroni produși pe unitatea de lungime a tubului de descărcare.

Calculul lui α pe baza primelor principii este practic imposibil: depinde de secțiunile transversale ale tuturor proceselor implicate (emisie de catod, coliziuni elastice și inelastice ale electronilor cu ioni și atomi neutri, schimb de sarcină și recombinare ). Cu toate acestea, este posibil să se dea o formă funcțională de α pe baza parametrilor esențiali implicați. În primul rând, α este invers proporțională cu calea liberă medie a electronului care se ciocnește cu atomii neutri:

\alpha \propto {\frac {1}{\lambda _{ea}}}\,.

{\ displaystyle \ alpha \ propto {\ frac {1} {\ lambda _ {ea}}} \,.}

\ alpha \ propto {\ frac {1} {\ lambda _ {{ea}}}} \,.

În plus, va respecta legea Saha pentru ionizarea speciilor de gaze conținute în tub:

\alpha \propto e^{-{\frac {\varepsilon _{i,z}}{\mathcal {E}}}}=e^{-{\frac {\varepsilon _{i,z}}{E\lambda _{ea}}}}\,.

{\ displaystyle \ alpha \ propto e ^ {- {\ frac {\ varepsilon _ {i, z}} {\ mathcal {E}}}} = e ^ {- {\ frac {\ varepsilon _ {i, z} } {E \ lambda _ {ea}}}} \,.}

\ alpha \ propto e ^ {{- {\ frac {\ varepsilon _ {{i, z}}} {{\ mathcal {E}}}}}} = e ^ {{- {\ frac {\ varepsilon _ { {i, z}}} {E \ lambda _ {{ea}}}}} \,.

unde se ia în considerare faptul că energia electronului este furnizată de câmpul electric de-a lungul unei căi libere medii, ${\mathcal {E}}=E\lambda _{ea}$ ${\ displaystyle {\ mathcal {E}} = E \ lambda _ {ea}}$ ${\ mathcal {E}} = E \ lambda _ {{ea}}$ . Combinând cele două relații scrise obținem:

\alpha \propto {\frac {1}{\lambda _{ea}}}\,e^{-{\frac {\varepsilon _{i,z}}{E\lambda _{ea}}}}\,.

{\ displaystyle \ alpha \ propto {\ frac {1} {\ lambda _ {ea}}} \, e ^ {- {\ frac {\ varepsilon _ {i, z}} {E \ lambda _ {ea}} }} \,.}

\ alpha \ propto {\ frac {1} {\ lambda _ {{ea}}}} \, e ^ {{- {\ frac {\ varepsilon _ {{i, z}}} {E \ lambda _ {{ este la}}}}}}\,.

În acest moment, se ia în considerare faptul că calea liberă medie este invers proporțională cu presiunea din tubul de refulare și, prin urmare:

\alpha =Ap\,e^{-{\frac {B}{E/p}}}\,.

{\ displaystyle \ alpha = Ap \, e ^ {- {\ frac {B} {E / p}}} \,.}

\ alpha = Ap \, e ^ {{- {\ frac {B} {E / p}}}} \,.

Prin urmare, este evident că parametrul esențial pentru ionizarea unui gaz într-un tub de descărcare este câmpul electric împărțit la presiunea din conductă, $E/p$ ${\ displaystyle E / p}$ $E / p$ . În mod normal, valorile constantelor A și B care apar în ecuația pentru α sunt tabelate, interpolând curbe care se obțin prin variația presiunii și a tensiunii aplicate în tub, pentru diferite gaze. Rezultatul remarcabil este că valorile celor două constante depind de tipul de gaz și de cei doi parametri E și P, dar nu de forma sau materialul electrodului.

Descărcare strălucitoare

Același subiect în detaliu: descărcare Glow .

Imagine a unei descărcări strălucitoare într-un tub de sticlă de 40 cm lungime, 5 cm diametru.

Diagrama unei descărcări de strălucire. Elementele principale sunt: (a) anodul și catodul de la capetele tubului; (b) Zona întunecată Aston; (c) strălucirea catodului; (d) zona întunecată a catodului; (e) strălucirea negativă; (f) zona întunecată a lui Faraday; (g) coloana pozitivă; (h) strălucirea anodului (i); zona întunecată a anodului.

Până în prezent, chiar dacă tensiunea aplicată celor doi electrozi este capabilă să producă ionizarea avalanșei, procesul depinde în continuare de numărul de electroni produși la catod, adică în formule care urmează să fie $\Gamma _{e}(0)$ ${\ displaystyle \ Gamma _ {e} (0)}$ $\ Gamma _ {e} (0)$ , Debitul de electroni la z = 0, care este controlat din exterior. Adevărata pauză dielectrică este atunci când curge $\Gamma _{e}(0)$ ${\ displaystyle \ Gamma _ {e} (0)}$ $\ Gamma _ {e} (0)$ nu mai depinde de controlul extern, ci este determinat de problema electronilor secundari din vecinătatea catodului. Acest lucru se întâmplă în tranziția de la descărcarea întunecată a strălucirii, adică în întinderea CDE a curbei caracteristice.

Apoi impunem că electronii curg către catod, adică la z = 0, se determină din emisia secundară, care este proporțională cu fluxul de ioni prezenți întotdeauna la catod:

\Gamma _{e}(0)=\gamma \Gamma _{i}(0)\,.

{\ displaystyle \ Gamma _ {e} (0) = \ gamma \ Gamma _ {i} (0) \,.}

\ Gamma _ {e} (0) = \ gamma \ Gamma _ {i} (0) \,.

Γ ajustează coeficientul de emisie secundară de electroni din partea ionilor prezenți la catod și este uneori numit al doilea exponent al Townsend. Regimul în care este revendicat singur descărcarea se mai numește și descărcare auto-susținută a Townsend (punctul D al curbei caracteristice) și se caracterizează printr-o creștere și mai accentuată a curentului din tub.

Dacă există o adevărată defecțiune dielectrică, electronii trebuie să poată închide circuitul, adică să ajungă la anod, z = d capetele tubului, fără a se pierde în spațiul dintre catod și anod. Putem scrie apoi ecuația echilibrului de încărcare, în care electronii curg către anod z = d minus electronii curg către catod z = 0 trebuie să fie egal cu debitul ionilor care lovesc catodul la z = 0 minus fluxul ionilor emiși din anod la z = d

\Gamma _{i}(0)-\Gamma _{i}(d)=\Gamma _{e}(d)-\Gamma _{e}(0)=\Gamma _{e}(0)\left[e^{\alpha d}-1\right]\,.

{\ displaystyle \ Gamma _ {i} (0) - \ Gamma _ {i} (d) = \ Gamma _ {e} (d) - \ Gamma _ {e} (0) = \ Gamma _ {e} ( 0) \ left [e ^ {\ alpha d} -1 \ right] \,.}

\ Gamma _ {i} (0) - \ Gamma _ {i} (d) = \ Gamma _ {e} (d) - \ Gamma _ {e} (0) = \ Gamma _ {e} (0) \ stânga [e ^ {{\ alpha d}} - 1 \ dreapta] \,.

unde am folosit raportul Townsend $I=I_{0}e^{\alpha d}$ ${\ displaystyle I = I_ {0} e ^ {\ alpha d}}$ $I = I_ {0} e ^ {{\ alpha d}}$ pentru a exprima fluxul de electroni către anod. Acum să folosim o simplificare: fluxul de ioni emiși de anod, $\Gamma _{i}(d)$ ${\ displaystyle \ Gamma _ {i} (d)}$ $\ Gamma _ {i} (d)$ , este de obicei mic în acest regim și, prin urmare, îl putem neglija. Rezolvând exponențialul obținem imediat:

\alpha d=\log \left(1+{\frac {1}{\gamma }}\right)\,.

{\ displaystyle \ alpha d = \ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \,.}

\ alpha d = \ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \,.

care este forma obișnuită care exprimă starea de avarie a unei descărcări într-un gaz cu curent continuu.

Valoarea tipică a curentului pentru o descărcare de strălucire este de zeci de milli amperi , apoi relativ scăzută: Deși electronii pot avea temperaturi de aproximativ 5000-10000 kelvin , ionii sunt la temperatura camerei.

Curbele Paschen

Același subiect în detaliu: Paschen Curve .

În mod normal, este necesar să se știe, pentru o lungime dată a tubului d, și pentru o valoare dată a presiunii p, și pentru un tip dat de gaz, care este tensiunea care trebuie aplicată pentru a obține declanșatorul la obțineți o descărcare de curent continuu: aceasta este o problemă obișnuită, prin xerografie , în interiorul experimentelor mult mai complicate de fuziune nucleară folosind plasme . Expresiile date până acum sunt însă destul de implicite, deoarece necesită cunoașterea precisă a celor doi exponenți ai Townsend.

Pentru început, egalăm condiția de declanșare, care leagă cei doi coeficienți α și γ, cu curbele experimentale care descriu α în termenii celor doi coeficienți A și B:

Apd\,e^{-{\frac {Bpd}{V_{b}}}}=\log \left(1+{\frac {1}{\gamma }}\right)\,.

{\ displaystyle Apd \, e ^ {- {\ frac {Bpd} {V_ {b}}}} = \ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \,.}

Apd \, e ^ {{- {\ frac {Bpd} {V_ {b}}}}} = \ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \,.

unde am folosit relația care leagă câmpul electric și tensiunea de rupere, $V_{b}d=E$ ${\ displaystyle V_ {b} d = E}$ $V_ {b} d = E$ . Rezolvăm exponențialul din partea stângă și obținem imediat o expresie pentru tensiunea de declanșare:

V_{b}={\frac {Bpd}{\log {Apd}-\log \left[\log \left(1+{\frac {1}{\gamma }}\right)\right]}}\,.

{\ displaystyle V_ {b} = {\ frac {Bpd} {\ log {Apd} - \ log \ left [\ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \ right] }} \,.}

V_ {b} = {\ frac {Bpd} {\ log {Apd} - \ log \ left [\ log \ left (1 + {\ frac {1} {\ gamma}} \ right) \ right]}} \ ,.

Putem face următoarele observații:

tensiunea de aprindere este o funcție a produsului pd , presiunea înmulțită cu lungimea tubului, așa cum se anticipează într-un mod intuitiv la începutul paragrafului;
pentru valori mari ale pd, tensiunea de declanșare crește liniar cu pd și anume:

V_{b}\sim pd\,.

{\ displaystyle V_ {b} \ sim pd \,.}

V_ {b} \ sim pd \,.

ceea ce înseamnă și că

E/p=

{\ displaystyle E / p =}

E / p =

constant. Astfel, pentru valori mari ale pd, fiecare gaz are o valoare tipică a câmpului electric împărțit la declanșatorul de presiune;

pd pentru valori mici, există o valoare minimă sub care nu poate exista declanșator: dacă presiunea gazului este prea mică, nu se produce niciodată descărcarea de strălucire întunecată;
pentru a varia de la pd, având în vedere că valorile lui A, B și γ sunt fixe și depind doar de tipul de gaz (foarte slab de materialul electrodului), tensiunea de declanșare descrie curbele tipice, cunoscute sub numele de curbe Paschen .

Descărcare Corona

Descărcare în coroană generată de un conductor de vârf conectat la o bobină Tesla .

Același subiect în detaliu: Descărcarea Corona .

Expunerea făcută până acum la descărcarea de strălucire și la aprindere presupune prezența unor electrozi plate sau cilindrici. Când în schimb catodul are forma vârfului sau a unui fir , câmpul electric este mai intens în vecinătatea vârfului în sine, pentru puterea de dispersant cunoscută a punctelor . Prin urmare, câmpul electric local din jurul vârfului poate depăși câmpul de aprindere, $E_{loc}>E_{b}$ ${\ displaystyle E_ {loc}> E_ {b}}$ $E _ {{loc}}> E_ {b}$ într-un volum limitat în jurul vârfului, pentru $R<R_{loc}$ ${\ displaystyle R <R_ {loc}}$ $R <R _ {{loc}}$ , în timp ce la distanțe mai mari $E<E_{b}$ ${\ displaystyle E <E_ {b}}$ $E <E_ {b}$ (Același raționament explică de ce este mai probabil ca fulgerele să fie aproape de vârfuri). În acest fel se formează o descărcare locală în volum $R<R_{loc}$ ${\ displaystyle R <R_ {loc}}$ $R <R _ {{loc}}$ , Volumul activ menționat : puteți profita de zona care limitează volumul activ pentru depunerea materialelor, efectua reacții chimice (favorizate de electroni cu energie ridicată etc.).

În consecință, descărcarea corona are o mare importanță în domeniul aplicației, cum ar fi:

precipitatoare electrostatice ;
producerea de ozon ;
xerografie ;
ionizatoare de uz medical;
tratamente ale suprafețelor (pulverizare) .

Cu referire la curba caracteristică, descărcarea coroanei este situată într-o zonă instabilă între descărcarea autosuficientă Townsend și strălucire, în porțiunea DE a curbei în sine: de fapt, aprinderea are loc în volumul activ și nu implică totul.volumul ocupat de gaz.

Descărcarea anormală a strălucirii

Curba caracteristică a unei descărcări de strălucire: V _C este tensiunea la catod, J = I / A este densitatea de curent la catod. Gaz: argon , presiune 10 ^-2 torr .

Până acum am considerat descărcarea de strălucire așa-numita „normală” (punctul G al curbei caracteristice), pentru care tensiunea este substanțial independentă de curent și doar o mică porțiune a suprafeței catodului este afectată de trecerea curentului . Când procesul de emisie de electroni implică întreaga suprafață a catodului, atunci tensiunea nu mai este independentă de curent, ci este aproximativ proporțională: cu referire la curba caracteristică, este trecută de la G la H.

Se poate înțelege comportamentul strălucirii anormale calculând o formă aproximativă a curbei caracteristice ^[4] . Știm din ceea ce am văzut mai sus că căderea de tensiune în stratul larg de catod d este o mare parte a căderii de tensiune în întregul tub V _C , de obicei aproximativ jumătate: putem deci aproxima că câmpul electric din această regiune este de două ori mediul valoric

E={\frac {2V_{C}}{d}}\,.

{\ displaystyle E = {\ frac {2V_ {C}} {d}} \,.}

E = {\ frac {2V_ {C}} {d}} \,.

Rezolvarea ecuației lui Poisson pentru densitatea ionilor din stratul catodic se obține imediat

en_{i}={\frac {E}{d}}={\frac {2V_{C}}{d^{2}}}\,.

{\ displaystyle en_ {i} = {\ frac {E} {d}} = {\ frac {2V_ {C}} {d ^ {2}}} \,.}

en_ {i} = {\ frac {E} {d}} = {\ frac {2V_ {C}} {d ^ {2}}} \,.

Densitatea de curent la catodul z = 0 se obține prin adăugarea contribuției electronice și ionice (știm că fluxul de electroni este guvernat de al doilea coeficient Townsend $\Gamma _{e}=\gamma \Gamma _{i}$ ${\ displaystyle \ Gamma _ {e} = \ gamma \ Gamma _ {i}}$ $\ Gamma _ {e} = \ gamma \ Gamma _ {i}$ )

j(0)=e(\Gamma _{e}+\Gamma _{i})=en_{i}v_{i}\,(\gamma +1)\,.

{\ displaystyle j (0) = e (\ Gamma _ {e} + \ Gamma _ {i}) = en_ {i} v_ {i} \, (\ gamma +1) \,.}

j (0) = e (\ Gamma _ {e} + \ Gamma _ {i}) = en_ {i} v_ {i} \, (\ gamma +1) \,.

Viteza ionică poate fi aproximată ca un flux non-colizional de ioni într-un câmp electric, $v_{i}=\mu _{i}E$ ${\ displaystyle v_ {i} = \ mu _ {i} E}$ $v_ {i} = \ mu _ {i} E$ , deci la final:

j(0)={\frac {4\mu _{i}V_{C}^{2}\,(\gamma +1)}{d^{3}}}\,.

{\ displaystyle j (0) = {\ frac {4 \ mu _ {i} V_ {C} ^ {2} \, (\ gamma +1)} {d ^ {3}}} \,.}

j (0) = {\ frac {4 \ mu _ {i} V_ {C} ^ {2} \, (\ gamma +1)} {d ^ {3}}} \,.

Această din urmă ecuație ne permite să înlocuim amplitudinea stratului catodic d cu densitatea de curent la catodul j (0) în expresia curbelor Paschen . În esență, când defalcarea a avut deja o anumită presiune p = constantă, creșterea densității curentului este echivalentă cu variația pd în curbele Paschen: curba caracteristică a unei descărcări de strălucire este, prin urmare, o transformare a curbei Paschen corespunzătoare plasând p = constantă și j (0) α _C V ² / d³. În figura din dreapta arată curba caracteristică a unei străluciri în argon , p = 10 ^-2 Torr : densitatea curentului este normalizată la valoarea minimă J _G.

În regiunea în care $\mathrm {d} V/\mathrm {d} I<0$ ${\ displaystyle \ mathrm {d} V / \ mathrm {d} I <0}$ ${\ mathrm {d}} V / {\ mathrm {d}} I <0$ Strălucirea este instabilă ^[5] De fapt, o variație $\Delta V<0$ ${\ displaystyle \ Delta V <0}$ $\ Delta V <0$ circuitul extern duce la o creștere a curentului în strălucire. Dacă circuitul nu este controlat de curent, starea este atinsă rapid $J=J_{G}$ ${\ displaystyle J = J_ {G}}$ $J = J_ {G}$ : aceasta apare parțial prin creșterea curentului și parțial prin reducerea zonei active a catodului (din moment ce $J=I/A$ ${\ displaystyle J = I / A}$ $J = I / A$ , Cu o zonă activă a catodului, care este în contact electric cu strălucirea). Regiunea în care $\mathrm {d} V/\mathrm {d} I>0$ ${\ displaystyle \ mathrm {d} V / \ mathrm {d} I> 0}$ ${\ mathrm {d}} V / {\ mathrm {d}} I> 0$ este destul de stabil și se comportă ca o rezistență obișnuită, în care o creștere a tensiunii porții la o creștere a curentului: această regiune este denumită în mod tradițional strălucire „anormală”, chiar dacă, așa cum am văzut, corespunde unei valori bine definite regiunea curbelor Paschen și, prin urmare, este exact identică cu o strălucire „normală”.

Arc electric

Tranziția de la descărcarea incandescenței la arc poate fi realizată pur și simplu prin creșterea presiunii gazului de umplere, ca în exemplul prezentat aici: de la (a) la (c) descărcarea trece de la incandescență, unde strălucirea ocupă întregul tub de la gol , la arc, unde descărcarea ia în schimb treptat forma unei scântei și ocupă doar partea centrală a tubului. Gaz: Argon .

În tranziția de la strălucire la arc (secțiunea I - J a curbei caracteristice) joacă în schimb un rol esențial în emisia termionică din catod: catodul este încălzit mult până la coliziunea cu ionii și disiparea puterii pe care o are în stratul catodic. Creșterea substanțială a fluxului de electroni din problema termionică dată provoacă o a doua tranziție (similară cu cea a strălucirii), în care tensiunea aplicată la capetele tubului scade din nou (porțiunea J - K a curbei caracteristice). În consecință, curentul electric crește foarte rapid, de la zeci la mii de ampere .

Regimul arcului este împărțit la rândul său în arc non-termic (punctul J al curbei caracteristice), în care temperatura electronilor este mai mare decât cea ionică ( $T_{e}>T_{i}$ ${\ displaystyle T_ {e}> T_ {i}}$ $T_ {e}> T_ {i}$ ) Și arc termic (punctul K) în care coliziunile Coulomb au reușit să echilibreze energiile ionilor și electronilor și $T_{e}=T_{i}$ ${\ displaystyle T_ {e} = T_ {i}}$ $T_ {e} = T_ {i}$ . Într-o presiune de arc Atmosferică temperatura tipică este $T_{e}=T_{i}=5000$ ${\ displaystyle T_ {e} = T_ {i} = 5000}$ $T_ {e} = T_ {i} = 5000$ K (valoare ușor variabilă în funcție de energia de ionizare a gazului).

Regimul arcului este caracterizat de o rezistență electrică „pozitivă” ( $dV/dI>0$ ${\ displaystyle dV / dI> 0}$ $dV / dI> 0$ ), Și urmează Legea copilului-Langmuir $J\propto V^{3/2}$ ${\ displaystyle J \ propto V ^ {3/2}}$ $J \ propto V ^ {{3/2}}$ (care este în mare măsură determinată de problema catodului termionic) ^[6] .

Deoarece multe dintre aplicațiile arcurilor ( sudare , torță cu plasmă , tăiere cu plasmă etc.) au loc la presiunea atmosferică, este util să ne amintim că, în cele din urmă, la presiuni apropiate de cele atmosferice ( $p>1$ ${\ displaystyle p> 1}$ $p> 1$ atm ) curba caracteristică este foarte comprimată, iar punctele D și I sunt atât de apropiate, încât descărcarea trece direct din regimul de descărcare al arcului Townsend autosusținut. Acest lucru poate fi verificat experimental prin creșterea presiunii gazului de umplere într-un tub în care există o strălucire. Strălucirea, care la început ocupă întregul tub, se concentrează treptat, luând forma tipică a unui arc (atenție la catodul care se încălzește mult și pe termen lung poate fi distrus!). În consecință, la presiunea atmosferică este practic imposibil să creezi o strălucire: descărcarea ia imediat forma unui arc ( scânteie sau fulger ).

Notă

^ J. Townsend Teoria ionizării gazelor prin coliziune (London, Constable, 1910) (capitolul 3, pp. 55-60 pentru rezistența dielectrică a gazelor)
^ CF Gallo, Coronas and Gas Descărcări în electrofotografie: o revizuire , IEEE Transactions on Industry Applications, Vol.IA-13, No. 6, p.739 (1975); E.Nasser, Fundamentals of Ionization Gaseous and Plasma Electronics (Seria Wiley în fizica plasmei), 7 aprilie 1971, ISBN 0-471-63056-X
^ Michael A. Lieberman, Alan J. Lichtenberg Principiile descărcărilor de plasmă și procesarea materialelor, WileyBlackwell; Ediția a II-a (13 mai 2005), ISBN 0-471-72001-1 , p.544 și următoarele.
^ Michael A. Lieberman, Alan J. Lichtenberg, op. cit. , p.549
^ Consultați raționamentul din rețea către site-ul http://mysite.du.edu/~jcalvert/phys/dischg.htm
^(EN) R. Goldston și PHRutherford, Introducere în fizica plasmei, Institutul de Fizică Editura, Philadelphia, 1995, pp. 3-7. ISBN 0-7503-0183-X .

Elemente conexe

Alte proiecte

Wikimedia Commons contiene immagini o altri file su Ionizzazione dei gas

Collegamenti esterni

( EN ) Ionizzazione dei gas , su Enciclopedia Britannica , Encyclopædia Britannica, Inc.
( EN ) Sito dell'Electrostatic Discharge Association , su esda.org . URL consultato il 25 marzo 2009 (archiviato dall' url originale il 3 marzo 2009) .

Controllo di autorità	Thesaurus BNCF 40844 · GND ( DE ) 4035598-6

Portale Chimica

Portale Fisica

[1] J. Townsend Teoria ionizării gazelor prin coliziune (London, Constable, 1910) (capitolul 3, pp. 55-60 pentru rezistența dielectrică a gazelor)

[2] CF Gallo, Coronas and Gas Descărcări în electrofotografie: o revizuire , IEEE Transactions on Industry Applications, Vol.IA-13, No. 6, p.739 (1975); E.Nasser, Fundamentals of Ionization Gaseous and Plasma Electronics (Seria Wiley în fizica plasmei), 7 aprilie 1971, ISBN 0-471-63056-X

[3] Michael A. Lieberman, Alan J. Lichtenberg Principiile descărcărilor de plasmă și procesarea materialelor, WileyBlackwell; Ediția a II-a (13 mai 2005), ISBN 0-471-72001-1 , p.544 și următoarele.

[4] Michael A. Lieberman, Alan J. Lichtenberg, op. cit. , p.549

[5] Consultați raționamentul din rețea către site-ul http://mysite.du.edu/~jcalvert/phys/dischg.htm

[6] (EN) R. Goldston și PHRutherford, Introducere în fizica plasmei, Institutul de Fizică Editura, Philadelphia, 1995, pp. 3-7. ISBN 0-7503-0183-X .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]