Ionizarea gazelor

De la Wikipedia, enciclopedia liberă.
Salt la navigare Salt la căutare
Notă despre dezambiguizare.svg Dezambiguizare - Dacă sunteți în căutarea fenomenului de ionizare în chimie, consultați Ionizarea .
Fotografia unui electrod în timpul unei descărcări de strălucire cu 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, acesta se poate ioniza și, prin urmare, poate deveni conductor .

Câmpul electric maxim la care poate rezista un gaz fără conducere se numește rezistența dielectrică a gazului, în analogie cu materialele solide : atunci când există o descărcare, 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

Graficul primei energii de ionizare în funcție de numărul atomic . După cum se poate vedea, este între 5 și 25 de volți de electroni .

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

  • prin trecerea unui curent prin el, de exemplu prin aplicarea unei tensiuni între doi electrozi ( descărcări de curent continuu );
  • prin introducerea undelor radio la o frecvență adecvată ( descărcări de radiofrecvență );
  • ca la punctul anterior, dar folosind microunde ( descărcări cu microunde ).

În general, din punct de vedere microscopic, aceste metode de formare a unei descărcări (sau plasmei ) sunt toate echivalente: energia este furnizată electronilor legați de nuclei , care la un anumit punct sunt eliberați din legătura cu nucleul. Electronii liberi se ciocnesc cu alți atomi neutri, eliberând chiar și mai mulți electroni, iar procesul este 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 decât potențialul de ionizare al elementului utilizat pentru descărcare. Deoarece primul potențial de ionizare (adică energia necesară pentru a rupe primul electron din nucleu) este cuprins între 5 și 25 eV (a se vedea figura), această valoare furnizează pragul de energie necesar de către electroni pentru a ioniza gazul. Gazele nobile au o energie de ionizare mai mare; cu toate acestea, 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 acestea din urmă.

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 : ne vom concentra în cele ce urmează pe descărcările de curent continuu, care sunt cele mai ușor de realizat și cele mai studiate în laborator, de asemenea, pentru spectrul larg de aplicații ( electrodepunere , xerografie , pulverizare industrială 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 lua o varietate enormă de forme diferite datorită varietății mari de parametri implicați, cum ar fi natura gazului, modul în care este aplicată tensiunea și natura condițiilor limită (materialul și dimensiunea electrozilor , prezența vârfurilor, natura suprafețelor expuse, distanța dintre electrozi, forma și dimensiunea tubului de descărcare ...).

Acest lucru nu exclude faptul că există o clasă largă de descărcări în gaze care apar în situații în care o tensiune se dezvoltă spontan (și, prin urmare, nu este indusă de un circuit extern) prin frecare , schimb de sarcini , ceați , vânturi , valuri , spray-uri. , etc. În majoritatea acestor situații, condițiile limită sunt slab definite și constau adesea din materiale izolante și nu din electrozi ca în descărcările de curent continuu. Unele dintre aceste tipuri de descărcări au fost studiate (de exemplu, trăsnetele ), dar descărcările care apar cel mai mult aleatoriu între două suprafețe izolante, așa cum se întâmplă în mod obișnuit în xerografie sau în scurtcircuitele și mai frecvente din circuitele electrice , au primit comparativ mai puține atenție.

Descărcări gazoase în curent continuu

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

Descărcările de gaz într-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:

Necesitatea menținerii tubului sub vid apare din faptul că, așa cum vom vedea, este mai ușor să ionizăm un gaz la presiune scăzută: presiunea tipică din tuburile de descărcare variază între 10 −2 și 1 mbar (7,6 × 10 - 3 și 0,76 torr ). Tensiunea de rupere depinde de produsul presiunii și de distanța 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 unei descărcări de neon într-un tub drept: presiunea gazului este de 1 torr , în tub există doi electrozi cu disc 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 de curent (raze cosmice)
  • B. saturația curentă
  • C. Descărcare de avalanșă Townsend
  • D. Townsend descărcare de gestiune auto-susținută
  • E. regiune instabilă (eclozare): descărcare coronală
  • F. strălucire subnormală
  • G. strălucire „normală”
  • H. strălucire „anormală”
  • I. regiune instabilă (eclozare): tranziție arc-strălucire
  • J. Arc non-termic
  • K. arc termic

Tractele 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 µA) . Ca urmare, „plasma” încă nu emite lumină.

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

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

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

Descărcarea se întunecă

Fenomenele care determină ionizarea unui gaz într-un tub au fost studiate de către fizicianul englez John Sealy Townsend în jurul anului 1897 : regimul în care aceste fenomene sunt valabile se numește regim de descărcare întunecată sau descărcare Townsend [3] .

Curenții cei mai mici (punctul A al curbei caracteristice) sunt de ordinul lui p A sau chiar mai puțin și sunt sub formă de impulsuri aleatorii („explozii”) de curent, datorate surselor externe, precum radioactivitatea 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 din electrodul negativ ( catod ), inițial prin 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 tensiunea a crescut din exterior și de cantitatea de electroni inițiali, pot exista multe curbe precum A - B , cu valori diferite ale curentului de saturație (de exemplu , ca în figură 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 : segmentul A - B este, prin urmare, uneori numit și regim Geiger .

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

Prin creșterea tensiunii în continuare, electronii liberi sunt accelerați suficient pentru a putea ciocni cu atomii 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 avalanșă, cunoscut sub numele de descărcare 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:

unde I 0 este curentul de saturație al regimului Geiger, d este distanța („decalajul”) dintre cei doi electrozi (în cm), iar α se numește 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:

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

unde se ia în considerare faptul că energia electronului este furnizată de câmpul electric de-a lungul unei căi libere medii, . Combinând cele două relații scrise obținem:

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

Prin urmare, se vede că parametrul esențial pentru ionizarea unui gaz într-un tub de descărcare este câmpul electric împărțit la presiunea din tub , . În mod normal, valorile constantelor A și B care apar în ecuația pentru α sunt tabelate, interpolând curbele obținute pe măsură ce presiunea și tensiunea aplicate în conductă variază, 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

Pictogramă lupă mgx2.svg 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 , fluxul de electroni la z = 0 , care este controlat din exterior. Adevărata pauză dielectrică este atunci când curge nu mai depinde de controlul extern , ci este determinat de emisia secundară de electroni din vecinătatea catodului. Acest lucru se întâmplă în tranziția de la descărcarea întunecată la descărcarea strălucitoare, adică în porțiunea CDE a curbei caracteristice.

Apoi impunem că fluxul de electroni către catod, adică la z = 0 , este determinat de emisia secundară, adică este proporțional cu fluxul de ioni prezenți întotdeauna la catod:

Coeficientul γ reglează emisia secundară de electroni de către ioni prezenți la catod și este uneori numit al doilea exponent Townsend . Regimul în care se susține descărcarea se numește și descărcare autosusținută Townsend (punctul D al curbei caracteristice) și se caracterizează printr-o creștere și mai accentuată a curentului din tub.

Dacă există o adevărată rupere dielectrică, electronii trebuie să poată închide circuitul, adică să ajungă la anod, capătul z = d al tubului, fără a se dispersa în spațiul dintre catod și anod. Putem scrie apoi o ecuație a balanței de încărcare, în care fluxul de electroni la anodul z = d minus fluxul de electroni la catod z = 0 trebuie să fie egal cu fluxul de ioni care lovește catodul la z = 0 minus fluxul de ioni emiși de anod la z = d

unde am folosit raportul Townsend pentru a exprima fluxul de electroni către anod. Acum să folosim o simplificare: fluxul de ioni emiși de anod, , este de obicei mic în acest regim și, prin urmare, îl putem neglija. Rezolvând exponențialul obținem imediat:

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

Valoarea curentă tipică pentru o descărcare de strălucire este de zeci de mii de amperi , deci relativ scăzută: deși electronii pot avea temperaturi în jur de 5000-10000 kelvin , ionii sunt la temperatura camerei.

Curbele Paschen

Pictogramă lupă mgx2.svg Același subiect în detaliu: curbele Paschen .

În mod normal, pentru a obține o descărcare de curent continuu este necesar să știm, pentru o lungime dată a tubului d și pentru o valoare de presiune dată p , și pentru un tip dat de gaz, care este tensiunea care trebuie aplicată pentru a obține contactul : aceasta este o problemă obișnuită, de la xerografie la declanșare în experimente de fuziune nucleară mult mai complicate 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:

unde am folosit relația care leagă câmpul electric și tensiunea de rupere, . Rezolvăm exponențialul din partea stângă și obținem imediat o expresie pentru tensiunea de declanșare:

Putem face următoarele observații:

  • tensiunea de aprindere este o funcție a produsului pd , presiunea înmulțită cu lungimea tubului, așa cum se anticipează intuitiv la începutul paragrafului;
  • pentru valori mari ale pd , tensiunea de aprindere crește liniar cu pd , adică:
ceea ce înseamnă și că constant. Prin urmare, pentru valori mari ale pd , fiecare gaz are o valoare tipică a câmpului electric de aprindere împărțită la presiune;
  • pentru valorile pd mici, există o valoare minimă sub care nu poate exista aprindere: dacă presiunea gazului este prea mică, tranziția întunecată nu are loc niciodată;
  • deoarece pd variază, deoarece valorile lui A, B și γ sunt fixe și depind doar de tipul de gaz (foarte slab de materialul electrozilor), tensiunea de aprindere descrie curbe tipice, cunoscute sub numele de curbe Paschen .

Descărcare Corona

Descărcare Corona generată de un conductor ascuțit conectat la o bobină Tesla .
Pictogramă lupă mgx2.svg Același subiect în detaliu: efect Corona .

Expunerea făcută până acum la descărcarea de strălucire și la aprindere presupune prezența unor electrozi plate sau cilindrici. Pe de altă parte, când catodul are forma unui vârf sau a unui fir , câmpul electric este mai intens lângă vârful în sine, datorită puterii de dispersie cunoscute a vârfurilor . Prin urmare, câmpul electric local din jurul vârfului poate depăși câmpul de aprindere, într-un volum limitat în jurul vârfului, pentru , în timp ce la distanțe mai mari (Același tip de raționament explică de ce loviturile de trăsnet sunt mai probabile în apropierea conductorilor ascuțiți.) În acest fel se formează o descărcare locală în volum , numit volum activ : zona care limitează volumul activ poate fi exploatată pentru a depune materiale, a efectua reacții chimice (favorizate de electroni cu energie mare) etc.

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

Cu referire la curba caracteristică, descărcarea coroanei este situată într-o zonă instabilă între descărcarea autosusținută Townsend și strălucire, în porțiunea DE a curbei în sine: de fapt, aprinderea are loc în volumul activ și nu a 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 așa-numita descărcare de strălucire „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, trecem de la G la H.

Comportamentul strălucirii anormale poate fi înțeles prin calcularea unei forme aproximative 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

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

Densitatea de curent la catodul z = 0 se obține prin adăugarea contribuțiilor electronice și ionice (știm că fluxul electronic este guvernat de al doilea coeficient Townsend )

Viteza ionică poate fi aproximată ca un flux non-colizional de ioni într-un câmp electric, , deci la final:

Această ultimă ecuație ne permite să înlocuim amplitudinea stratului catodic d cu densitatea de curent la catodul j (0) în expresia curbelor Paschen . Practic, când defectarea a avut loc deja la 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 setării corespunzătoare a curbei Paschen p = constantă și j (0) α V C ² / d³. Figura din dreapta arată curba caracteristică a unei străluciri de argon , p = 10 -2 Torr : densitatea curentului este normalizată la valoarea minimă J G.

În regiunea în care strălucirea este instabilă [5] : de fapt, o variație a circuitului extern duce la o creștere a curentului în strălucire. Dacă circuitul nu este controlat de curent, starea este atinsă rapid : aceasta apare parțial prin creșterea curentului și parțial prin reducerea zonei active a catodului (din moment ce , cu o zonă activă a catodului, adică cea în contact electric cu strălucirea). Regiunea în care este în schimb stabil și se comportă ca un rezistor obișnuit, în care o creștere a tensiunii duce la o creștere a curentului: această regiune este denumită în mod tradițional strălucire „anormală”, chiar dacă, așa cum am văzut, corespunde unei lumini 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), pe de altă parte, emisia termionică din catod joacă un rol esențial: catodul se încălzește foarte mult prin coliziune cu ionii și prin disiparea putere care apare în stratul catodic. Creșterea considerabilă a fluxului de electroni dată de emisia termionică determină o a doua tranziție (similară cu cea a strălucirii), în care tensiunea aplicată la capetele tubului scade din nou (secțiunea J - K a curbei caracteristice). În consecință, curentul electric crește foarte mult, de la zeci la mii de amperi .

Regimul arcului este la rândul său subdivizat într- un arc non-termic (punctul J al curbei caracteristice), în care temperatura electronică este mai mare decât cea ionică ( ) și arc termic (punctul K ) în care coliziunile Coulomb au reușit să echilibreze energiile ionilor și electronilor și . Într-un arc la presiune atmosferică temperatura tipică este K (valoare ușor variabilă în funcție de energia de ionizare a gazului).

Regimul arcului este caracterizat de o rezistență electrică „pozitivă” ( ), și respectă legea Child-Langmuir (care este în mare măsură determinată de emisia termionică a catodului) [6] .

Deoarece multe dintre aplicațiile arcurilor ( sudare , torță cu plasmă , tăiere cu plasmă etc.) au loc la presiunea atmosferică, este în cele din urmă util să ne amintim că la presiuni apropiate de presiunea atmosferică ( atm ) curba caracteristică este foarte comprimată, iar punctele D și I sunt atât de apropiate, încât descărcarea trece direct din regimul de descărcare auto-susținut Townsend către arc. 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

  1. ^ J. Townsend Teoria ionizării gazelor prin coliziune (London, Constable, 1910) (capitolul 3, pp. 55-60 pentru rezistența dielectrică a gazului)
  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. ^ Vezi raționamentul online la 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 .

Elemente conexe

Alte proiecte

Collegamenti esterni

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