• Гідрологія і Гідрометрія
• Господарське право
• Економіка будівництва
• Економіка природокористування
• Економічна теорія
• Земельне право
• Історія України
• Кримінально виконавче право
• Медична радіологія
• Методи аналізу
• Міжнародне приватне право
• Міжнародний маркетинг
• Основи екології
• Предмет Політологія
• Соціальне страхування
• Технічні засоби організації дорожнього руху
• Товарознавство продовольчих товарів

Електричний струм у газах

Розділ 8. Електричний струм у газах

11.1. Іонізація і рекомбінація

Гази на відміну від металів і електролітів за звичайних умов скла­даються з електрично нейтральних атомів та молекул і тому не є про­відниками електрики. Досліди підтверджують це. Заряджений елек­трометр на ізольованій підставці в сухому атмосферному повітрі дов­гий час не втрачає свого заряду тому, що він практично не розряджа­ється через повітря, бо в ньому немає вільних зарядів. Якщо до двох обкладок плоского повітряного конденсатора під єднати джерело струму і послідовно увімкнути гальванометр, то в разі замикання електричного кола гальванометр не зафіксує струму, оскільки повіт­ряний прошарок між обкладками конденсатора є ізолятором. Підігрівши повітряний прошарок конденсатора запаленим сірни­ком, будемо спостерігати помітний струм. Отже, щоб газ став провід­ним, треба внести або створити в ньому вільні носії заряду. Це можна здійснити, перш за все, способом іонізації нейтральних атомів або молекул газу. Іонізація газів можлива під впливом космічного, рент­генівського або радіоактивного проміння, через зіткнення атомів із швидкими електронами або іншими елементарними чи атомними частинками, під час нагрівання газів тощо. У кожному разі відбува­ється відщеплення з електронної оболонки атома чи молекули одно­го або кількох електронів. Цей процес називають іонізацією. Вна­слідок іонізації з'являються вільні електрони і позитивно заряджені іони. Вільні електрони, у свою чергу, можуть захоплюватись ней­тральними атомами або молекулами, перетворюючи останні в нега­тивні іони. Таким чином, у газі під дією іонізаторів з'являються по­зитивні і негативні іони та вільні електрони. Газ стає провідником струму. Між іншим, гази (наприклад, повітря) за звичайних природ­них умов мають незначну провідність, зумовлену частковою іоніза­цією їх під дією космічного проміння та опромінення радіоактивни­ми елементами, які завжди в невеликій кількості є на поверхні землі та в повітрі.

Атоми і молекули є стійкими системами заряджених частинок. Для відриву від атома електрона потрібно затратити енергію, яку на­зивають енергією або роботою іонізації. Робота іонізації А_i атомів різ­них газів не однакова. Вона залежить від хімічної природи газу та енергетичного стану електрона в атомі або молекулі. Виражається робота іонізації в електрон-вольтах. Енергію іонізації характеризу­ють потенціалом іонізації φ_i, під яким розуміють ту різницю потен­ціалів, яку має пройти електрон у прискорювальному електричному полі, щоб набути енергії, яка дорівнює роботі іонізації:

.

Іони та вільні електрони в іонізованому газі, як І нейтральні атоми та молекули, перебувають у постійному хаотичному русі. У разі збли­ження протилежно заряджених частинок вони з'єднуються між со­бою і утворюють нейтральні атоми та молекули. Цей процес назива­ють рекомбінацією. Під час рекомбінації позитивного іона та електро­на або двох іонів протилежних знаків звільняється енергія, яка ви­трачалась при їх іонізації. Якщо іонізація газу відбувається досить довго, то за відсутності зовнішнього електричного поля між процеса­ми іонізації і рекомбінації встановлюється динамічна рівновага. Це означає, що кількість пар іонів, створюваних іонізатором за оди­ницю часу в одиниці об'єму газу, дорівнюватиме кількості нейтраль­них атомів і молекул, які утворюються в тому ж об'ємі газу за той са­мий час.

Рекомбінація іонів супроводжується виділенням енергії здебільшого у вигляді світлового випромінювання, тому процеси, які відбу­ваються при рекомбінації, характерні світінням газу.

11.2. Несамостійний розряд у газах

Явища, які пов'язані з проходженням електричного струму крізь газ і супроводжуються зміною стану газу (склад, тиск, енергетичні стани молекул тощо), називають електричним розрядом у газах. За­лежно від механізму іонізації розряди в газах поділяють на несамо­стійні і самостійні. Електричний розряд вважають несамостійним, якщо він виникає тільки під дією іонізатора, а з припиненням його дії розряд зникає. Електропровідність газів досліджують за допомо­гою газорозрядної трубки (рис. 11.1) з двома електродами, наповненої досліджуваним газом. Напругу між електродами змінюють потенціо­метром. Іонізацію здійснюють довільним способом, наприклад, ультрафіолетовим або рентгенівським випромінюванням. Як видно з вольт-амперної характеристики електричного розряду (рис. 11.2), в газі при постійній потужності іонізатора спочатку зі зміною напру­ги U струм змінюється лінійно. З подальшим збільшенням напруги залежність I=f(U) набуває нелінійного характеру, а при U>U₁, си­ла струму не залежить від напруги (I_н = const). Струм I_н називають струмом насичення. З підвищенням напруги U > U₂ спостерігається значне зростання сили струму, яке супроводжується тепловими і світловими ефектами. Струм у газах при несамостійному розряді створюється напрямленим рухом іонів і електронів під дією елек­тричного поля.

Розглянемо несамостійний газовий розряд кількісно. Для спро­щення вважатимемо, що газовий розряд відбувається між двома плоскими електродами, де концентрація позитивних і негативних іо­нів однакова (n₊ = n_ = n); заряди позитивних і негативних іонів за абсолютним значенням дорівнюють зарядові електрона (q₊ = q_ =\е\). У газових розрядах часто спостерігається нерівномірний розподіл іо­нів між електродами. При цьому градієнт концентрації їх dn/dx не до­рівнює нулеві і виникає помітний дифузійний потік іонів.

Рис.11.1 Рис. 11.2

У разі створення між електродами різниці потенціалів крім дифу­зійних потоків іонів виникає напрямлений рух позитивних і негатив­них іонів, тому повна густина струму буде визначатись виразом

. (11.1)

де v₊, v_, D₊, D_ – відповідно швидкості напрямленого руху і кое­фіцієнти дифузії позитивних і негативних іонів. Якщо концентрація іонів в усьому об'ємі між електродами однакова, то дифузійних пото­ків іонів не буде. Тоді вираз (11.1) спрощується:

, (11.2)

де b₊, b_ — рухливості іонів газу, які введено аналогічно рухливостям іонів електроліту; Е — напруженість електричного поля. Формула (11.2) подібна до закону Ома. Вона буде еквівалентною законові Ома за умови, якщо множник пе(b₊ + b_) не залежить від Е. Це справджується у разі досить малих Е, де спостерігається лінійний характер вольт-амперної характеристики.

Запишемо рівняння балансу іонів у газі за наявності в ньому елек­тричного струму і постійної дії зовнішнього іонізатора. Нехай під дією іонізатора щосекунди в одиниці об'єму утворюється пар іонів. Внаслідок рекомбінації щосекунди зникає в одиниці об'єму певна кількість пар іонів , , яка пропорційна як концентрації пози­тивних іонів n₊, так і концентрації негативних іонів п_, тобто (α — коефіцієнт рекомбінації; n₊ = n_ =n). За наявності електричного струму також відбуватиметься зменшення концентра­ції іонів газу. Якщо площа електрода S, а відстань між електродами l, то при силі струму I (густині струму j)зменшення кількості іонів в одиниці об'єму за одиницю часу визначатиметься так:

.

Рівняння балансу матиме вигляд

. (11.3)

Умовою динамічної рівноваги кількості іонів у між електродному просторі за наявності струму є dn/dt = 0, тобто

. (11.4)

Розглянемо граничні випадки. Якщо густина струму незначна і втрати іонів внаслідок їх переміщення до електродів під дією поля напруженістю Е значно менші від їх втрат через рекомбінацію, тобто j/(le)<<αп², то і вираз (7.2) матиме вигляд

. (11.5)

Цей випадок реалізується за досить малих напруженостей електрич­ного поля Е. Для таких полів виконується закон Ома в газових роз­рядах.

Тепер вважатимемо, що зменшенням концентрації іонів через їх­ню рекомбінацію можна нехтувати порівняно зі зменшенням кон­центрації іонів завдяки наявності електричного струму, тобто j/(le)>> αп². Тоді

. (11.6)

Звідси видно, що за такої умови густина струму не залежить від напруженості поля Е. Формула (11.6) виражає густину струму насичення. Значення j залежить від , тобто від іонізуючої здатності іонізатора. Чим більша потужність іонізатора (чим більше утворюється за одиницю часу пар іонів ), тим більшим буде струм насичення I_н за тих самих значень напруги U.

З формули (11.6) випливає дещо несподіваний на перший погляд висновок про те, що густина струму насичення j там більша, чим більша відстань між електродами. Цей висновок справедливий за умови, що іонізація відбувається в усьому об'ємі між електродами. Оскільки при струмі насичення кількість іонів, що утворюються за одиницю часу, дорівнює кількості іонів, які щосекунди досягають електродів, тому відповідно й густина струму насичення пропорцій­на l, бо при більшій відстані між електродами виникатиме більша кількість іонів. Для проміжних значень напруженості електричного поля залежність сили струму від напруженості має складніший ха­рактер; закон Ома не виконується.

11.3. Самостійний розряд у газах

З підвищенням напруги до значень U > U₂ сила струму в газовому розряді різко зростає в сотні і тисячі разів. Дослід показує, що за певних умов припинення дії іонізатора не впливає на протікання розряду. Електричний струм у газі, який проходить без дії зовнішнього іонізатора, називають самостійним розрядом. Самостійний розряд підтримується за досить високої на­пруги на електродах, при якій той розряд, що почався, самостійно створює потрібні для його подальшого протікання електрони та іони. Поповнення носіїв заряду при самостійному розряді може відбува­тись із різних причин, зокрема завдяки механізмові ударної іонізації атомів (молекул) газу. Це процес вибивання електронів з нейтраль­них атомів під час зіткнення їх з потоком швидких електронів. Отже, несамостійний розряд переходить у самостійний тоді, коли нові іони утворюються внаслідок внутрішніх процесів, що відбуваються у са­мому газі.

Первинні електрони, які спричиняють лавиноподібне зростання концентрації носіїв заряду в між електродному газовому просторі, можуть з'явитися внаслідок виривання електронів сильним електричним полем з окремих молекул газу або з холодного катода (автоелек­тронна емісія), іонізації газу космічним, γ- або рентгенівським про­мінням тощо. Первинні електрони на шляху вільного пробігу при­скорюються сильним зовнішнім полем і розганяються до швидко­стей, коли їх кінетична енергія дорівнює або й стає більшою від роботи іонізації атомів газу. При цьому з'являються позитивні іони та нові електрони, які також набувають енергії, потрібної для іоніза­ції нейтральних атомів газу. Цей процес народження все нових носіїв заряду багаторазово повторюється і лавиноподібно наростає. Так від­бувається з кожним електроном, аж поки він не досягне анода. Це спрощена картина ударної іонізації. У дійсності не при кожному зіткненні відбувається іонізація, далеко не всі електрони на шляху вільного пробігу набувають енергії, потрібної для іонізації нейтраль­них атомів. Разом з процесом іонізації відбувається просто збуджен­ня атомів, коли вони переходять на більш високі енергетичні рівні, а при поверненні в нормальний стан випромінюють світло і, отже, газ при самостійному розряді світиться.

Ударна іонізація відбувається за умови, коли кінетична енергія за­ряджених частинок (електронів) W_к стає більшою від роботи іоніза­ції А_і, атомів газу, тобто

W_к > А_i, , або ,

де — потенціал іонізації. Кінетичну енергію електрон набуває в постійному електричному полі на шляху вільного пробігу:

,

де d — відстань між електродами. Умова ударної іонізації набуває ви­гляду

.

З цієї умови випливає, що досягти ударної іонізації атомів газу мож­на або збільшенням напруженості електричного поля Е= U/ d, або збільшенням < l > (розрідженням газу).

Розглянемо елементарні основи теорії самостійного розряду. За­значимо, що при великих значеннях напруженості поля Е реком­бінацією носіїв заряду можна нехтувати, оскільки зразу після виник­нення різнойменних зарядів вони розводяться в протилежні боки сильним електричним полем.

Приймемо, що відстань між електродами в газорозрядній трубці d (рис. 11.3). Нехай за час t біля катода утворилися первинні електрони концентрацією n₀. Рухаючись у прискорювальному електричному полі, електро­ни на своєму шляху х будуть іонізувати атоми газу.

Вважатимемо, що на шляху х внаслідок ударної іонізації утворилось у кожній одиниці об'єму п вторинних елек­тронів. Виділимо шар газу dx >> <l>. Пролітаючи крізь цей шар, п електронів іонізують атоми і їхня концентрація на цьому шляху зростає на dп. Очевидно, що dп буде прямо пропорційним як кількості електронів п, так і відстані dх:

Рис. 11.3 , (11.7)

де α — коефіцієнт ударної іонізації, м ^-1. Інтегруючи останній вираз, одержимо:

п = Се^αx. (11.8)

При х = 0 С = п₀. Тоді

п = n₀е^αx. (11.9)

Кількість електронів, які досягають одиниці площі анода (х =d),

n_а = n₀е^αd. (11.10)

З формули (11.10) випливає, що при n₀ = 0 n_a, також дорівнює ну­леві і, отже, ударної іонізації не відбудеться. Щоб розряд був само­стійним, треба, щоб електронні лавини підтримували самі себе, тобто щоб у газі відбувався ще один процес, завдяки якому утворю­валися б нові електрони. Одним із таких процесів може бути вторин­на електронна емісія з катода під час його бомбардування іонами. Позначимо кількість електронів, що звільняються з одиниці поверх­ні за одиницю часу під дією зовнішнього іонізатора і внаслідок вто­ринної електронної емісії, через n_к. Тоді густина потоку електронів на аноді буде

n_а = n_kе^αd. (11.11)

Внаслідок ударної іонізації кількість електронів, що виникає в лави­ні, дорівнює кількості позитивних іонів, які при цьому утворюються, тобто

n_а – n_к = n_к (е^αd -1). (11.12)

Під час бомбардування катода іонами внаслідок вторинної елект­ронної емісії з нього звільнятиметься електронів , де γ — коефіцієнт пропорційності (для металів γ <1). Тоді, враховуючи од­ночасну дію зовнішнього іонізатора і вторинну електронну емісію з катода, можна записати, що

. (11.13)

Звідси

. (11.14)

Густина потоку електронів на аноді

. (11.15)

На аноді струм газового розряду повністю визначається рухом елек­тронів, тому густина струму на основі (11.15) виражатиметься так:

. (11.16)

При стаціонарному режимі розряду густина струму має бути однаковою в усьому проміжку газового розряду, тому в будь-якій точці на струму складатиметься із суми густин електронного j_е та іонного j_i струмів, тобто

j = j_e + j_i.

Аналіз виразу (11.16) свідчить про те, що за умови, коли , густина струму навіть у разі припинення дії зовнішнього іонізатора (n₀ = 0). Отже, умовою виникнення самостійного розряду є рівність

. (11.17)

Напругу, при якій виконується умова (11.17), називають напругою про­бою газу або напругою запалювання газового розряду.

Розглянуту теорію самостійного розряду вперше розробив англій­ський фізик Дж. Таунсенд (1868—1957).

11.4. Тліючий розряд

Форма і взаємне розміщення електродів, режим їхньої роботи (підведена потужність, характер охолодження та інші параметри) визначають тип розряду. Кожному типові відповідає певний стан іонізованого газу, який характеризується температурою, електропро­відністю, спектрами випромінювання і поглинання тощо. Більше то­го, виявляється, що стан деякого елемента іонізованого газу для кон­кретного типу розряду істотно залежить від того, в якій області роз­рядного проміжку міститься цей елемент, та від його відстані до електрода. У зв'язку з цим розрізняють не тільки типи розрядів, а й об­ласті розрядного проміжку, що належать до того самого типу розряду.

Рис. 11.4

Найпростішим і найбільш вивченим типом розряду, в якому газ перебуває в дуже не рівноважному стані, є тліючий розряд. Він спо­стерігається в газах при низьких тисках (близько 10³ Па і менше). Тліючим розрядом називають самостійний розряд, в якому звільнен­ня електронів з катода відбувається внаслідок бомбардування його позитивними іонами і фотонами, що утворюються в газі. Для спосте­реження розряду цього типу беруть скляну трубку 30—50 см завдовж­ки, в яку впаяно два електроди (рис 11.4, а). Коли напруга між елек­тродами становить кілька сотень вольтів і тиск газу у трубці бли­зько 7∙10³ Па, виникає самостійний розряд у вигляді тонкої гнутої нитки, а при тиску близько 133∙10^-1 —133∙10^-2 Па розряд має ви­гляд, який схематично зображено на рис 11.4, а. Розрядний проміжок між катодом і анодом поділяється на ряд областей. Безпосередньо до катода прилягає вузький, так званий астоновий темний простір 1. У цьому шарі електрони, звільнені з катода, ще не набули енергії, до­статньої для збудження атомів і молекул газу. Його ширина стано­вить кілька десятих часток міліметра. До цього шару прилягає тон­кий світлий шар 2, який називають катодним світінням. У цьому ша­рі відбувається збудження атомів і молекул електронами без іонізації їх. При переході в нормальний стан збуджені атоми випромінюють світло. За катодним шаром іде темний шар 3, який названо темним катодним простором або темним круксовим простором. У цьому просторі відбуваються іонізація атомів і молекул та наростання електронних лавин. Область темного катодного простору найважливіша для підтримання самостійного розряду, оскільки в ній утворюються позитивні іони, які й зумовлюють вторинну емісію електронів з катода. Світлий шар 4 називають тліючим світінням. Воно виникає внаслідок рекомбінації електронів з іонами, а також перехо­дів атомів із збудженого стану в нормальний. Цей шар має різку межу з боку катода. Його яскравість поступово зменшується і переходить у так званий темний фарадеїв простір 5. Області 1 – 5 називають ка­тодними частинами розряду. В них відбуваються всі процеси, вна­слідок яких розряд є самостійним. За Фарадеєвим простором лежить світна область 6, яка досягає анода. Цю область називають позитив­ним світним стовпом. Іноді цей стовп розпадається на кілька шарів, або страт. Позитивний стовп — це іонізований газ, і його світіння зу­мовлене в основному рекомбінацією електронів з позитивними іона­ми. Наявність позитивного стовпа не впливає на підтримання само­стійного розряду. Однак ця область найцікавіша з погляду застосу­вання тліючого розряду.

З'ясуванню характеру фізичних процесів, які відбуваються в кож­ній області тліючого розряду, допомагають криві розподілу потенціа­лу φ і напруженості електричного поля Е вздовж розрядної трубки l (рис. 11.4, б, в). Оскільки в позитивному стовпі хід залежності потен­ціалу від l лінійний, а напруженість постійна, то з цього випливає ви­сновок, що концентрації позитивних і негативних зарядів є однако­вими. Якщо в газорозрядній трубці зробити анод рухомим, то під час його переміщення до катода катодні області розряду 1 – 5 залишати­муться без змін, а позитивний стовп буде скорочуватись до повного зникнення його. З подальшим переміщенням анода в тліючий шар світіння зникає зовсім. Розряд припиняється, коли анод буде на межі просторів 1 і 2.

Дослід показує, що коли сила струму при розряді є невеликою, то катодний спад потенціалу не залежить від сили струму. Зміна сили струму зумовлює тільки зміну розміру світної поверхні на катоді. Та­кий спад потенціалу називають нормальним катодним спадом. Коли ж сила струму досягає певного значення, вся поверхня катода покрива­ється світною плівкою і катодний спад потенціалу починає зростати із збільшенням сили струму. У цьому разі його називають аномальним катодним спадом, а розряд — аномальним тліючим розрядом. Виявля­ється, що нормальний катодний спад потенціалу залежить тільки від матеріалу катода і роду газу. Катодний спад потенціалу при цьому пропорційний роботі виходу електронів із катода. Така залежність дає можливість виготовляти газорозрядні трубки з малою напругою запалювання розряду. Так, у неонових лампах, залізні електроди яких покриті шаром барію, напруга запалювання розряду близько 70 В. Такі лампи широко використовуються як індикаторні.

Оскільки речовина катода в тліючому розряді поступово пере­ходить у пароподібний стан, то такий розряд широко використову­ється для катодного розпилювання металів. Якщо перед катодом тліючого розряду розміщати різні предмети, то вони покриватимуть­ся тонким шаром металу катода. Так виготовляють металеві дзеркала високої якості.

Тліючий розряд також широко використовується як джерело світ­ла (лампи денного світла, рекламні газорозрядні трубки тощо).

На відміну від газу катодної частини розряду газ позитивного стовпа характеризується високим ступенем просторової однорідності параметрів уздовж стовпа. Характерною особливістю позитивного стовпа є те, що відношення напруженості електричного поля до гус­тини газу і середня енергія електронів встановлюються незалежно від сили струму, що проходить під час розряду, та від прикладеної до електродів напруги.

Розряд в атомарному газі значно відрізняється від розряду в моле­кулярному газі. Це пов'язано з наявністю у них коливальних і обер­тальних ступенів вільності. Наявність цих додаткових ступенів віль­ності визначає основні властивості розряду в молекулярних газах і уможливлює широке застосування розряду цього типу в різних ла­зерних, плазмохімічних та інших установках. Створення не рівноважного стану молекулярного газу за допомогою газового розряду дає змогу застосовувати його для прискорення хімічних реакцій.

11.5. Іскровий розряд

З поступовим збільшенням напруги між двома електродами, роз­міщеними в газі при нормальному тиску, виникає самостійний роз­ряд, який називають іскровим. При цьому повітряний проміжок між електродами пронизується яскраво світним тонким каналом зигзаго­подібної форми з розгалуженнями (рис. 11.5). Іскровий розряд у га­зах — це пробій газового діелектрика, який відбувається у разі досяг­нення певної напруженості електричного поля Е_к (критична напру­женість поля, або напруга пробою). Ця напруженість залежить від роду газу, його стану та від форми електродів. Для повітря за нор­мальних умов Е_к ≈ 3∙10⁶ В/м. Критичне значення напруженості май­же лінійно залежить від тиску газу в широкому його інтервалі, тобто

. (11.18)

Однак після того як розрядний проміжок «пробито» іскровим ка­налом, опір цього проміжку стає малим і крізь канал проходить ко­роткочасний імпульс струму великого значення, що зумовлює ви­ділення великої кількості теплоти. При цьому температура газу в розрядному проміжку досягає 10⁴ К. Миттєво нагрітий газ розши­рюється з утворенням циліндричних ударних хвиль. Це супроводжу­ється звуковими ефектами (тріск або грім).

Рис.11.5 Рис.11.6

Досліди показують, що канали іскрового розряду починають зро­стати іноді від позитивного електрода, іноді від негативного, а іноді навіть від якоїсь точки між ними.

Напруженість поля біля електродів залежить від кривизни поверх­ні електрода. Тому мінімальні напруги, при яких для даної відстані між електродами починається іскровий розряд, неоднакові для елек­тродів різної форми. Так, при напрузі 10⁵ В у повітрі за нормальних умов іскровий розряд між вістрями відбувається у проміжку 220 мм, а між плоскими електродами — у проміжку 36,7 мм. Якщо зменшувати відстань між елек­тродами при постійній напрузі, то напруженість електричного поля в газовому проміжку буде зростати і при досяг­ненні критичної напруженості Е_к відбувається іскровий розряд. Чим більша відстань між електродами, тим більша напруга потрібна між ними, при якій вперше проскочить іскра. Така залежність розміру іс­крового проміжку від напруги покладена в основу роботи високо­вольтного іскрового вольтметра.

Розглянемо механізм утворення іскрового розряду. Спочатку вважали, що іскровий розряд зумовлений тими самими процесами, що і тліючий розряд, тобто об'ємною іонізацією молекул електро­нами і вторинною електронною емісією позитивних іонів. Однак, як показав дослід, ці процеси не можуть пояснити ряду особливостей утворення іскрового розряду. Так, згідно з наведеним механізмом розряду час для розвитку іскри має бути близько 10^-4—10^-5 с. Осцилографічні дослідження показують, що час розвитку іскрового роз­ряду значно менший і становить 10^-7—10^-8 с. Механізм розвитку іс­крового розряду пояснюється стримерною теорією розряду, яку роз­робили у 1940 р. Д. Мік і Т. Льоб. Ця теорія якісно пояснює основні особливості розряду. Згідно з цією теорією виникненню яскраво світного кана­лу іскри передує поява світних областей підвищеної провідності — стримерів, їхнє зародження пояснюється виникненням електронних лавин біля катода. Під дією стримерів відбувається іонізація і збу­дження атомів та молекул газу. Світлові кванти, що випромінюються збудженими атомами та молекулами на шляху руху до анода, іонізу­ють газ і створюють початки нових стримерів. Таким чином, причи­ною виникнення стримерів є не тільки утворення електронних лавин внаслідок ударної іонізації, а й іонізація газу випромінюванням, що виникає в самому розряді (фотоіонізація).

Після електронної лавини, що виникла біля катода внаслідок фо­тоіонізації, відбувається виникнення нових лавин. Ці лавини при своєму розвитку породжують інші лавини. Такий процес відбуваєть­ся досить швидко. Поки перша лавина досягне розмірів АВ, область підвищеної іонізації (стример) матиме розміри СП (рис 11.6: лавини умовно зображені заштрихованими конусами, а хвилястими лініями показано напрям поширення випромінювання від областей підви­щеної іонізації).

У твердих і рідких діелектриках іскровий розряд є основною фор­мою самостійної провідності і зв'язаний з руйнуванням самого діелектрика. У твердих діелектри­ках іскра залишає отвір, тому сло­во «пробій» відповідає своєму змістові.

Поряд із стримерами, що поширюються від катода до анода (нега­тивні стримери), існують також стримери, що поширюються від ано­да до катода (позитивні стримери).

11.6. Коронний розряд

Коронний розряд спостерігається при порівняно високих тисках газу (атмосфер­ний тиск), що перебуває в досить неоднорідному електричному полі. Таке поле можна створити між двома електродами, поверхня одного з яких має значну кривизну (дріт, вістря). Наявність другого електрода не обов'язкова, оскільки його роль можуть вико­нувати заземлені тіла. Коли напруженість електричного поля біля електрода з більшою кривизною досягне 3∙10⁶ В/м, навколо нього виникає світіння. Воно має вигляд обо­лонки, або корони, що оточує цей електрод. Корону, яка виникає навколо негативного електрода, називають негативною, а навколо позитивного електрода — позитивною. Механізм виникнення розряду в обох випадках різний.

Якщо корона є негативною, то позитивні Іони, які утворюються електронними ла­винами, прискорюються неоднорідним електричним полем біля катода і зумовлюють вторинну електронну емісію. Ці електрони породжують нові електронні лавини. Оскільки з віддаленням від дроту напруженість поля зменшується, то на деякій відста­ні від неї електронні лавини обриваються. Відстань, на яку поширюються електронні лавини, є товщиною корони. Вона завжди менша від відстані між електродами. При коронному розряді електронні лавини не пронизують цілком шар газу, тобто має міс­це неповний пробій газового проміжку. Електрони, які потрапляють у темну зону ко­ронного розряду, приєднуються до нейтральних атомів газу, внаслідок чого виника­ють негативні іони. У разі чистих електропозитивних газів негативні Іони не утворю­ються, тому носіями заряду в цій зоні будуть електрони. Дослідно встановлено, що до­давання незначної кількості електронегативного газу до електропозитивного значно зменшує силу розрядного струму за однакових умов. У темній зоні розряд має несамо­стійний характер.

Якщо корона є позитивною, то електронні лавини виникають не внаслідок вто­ринної електронної емісії, а через об'ємну фотоіонізацію випромінюванням коронно­го шару біля анода. Позитивні іони в темній зоні корони рухаються до катода. Для ви­никнення коронного розряду в повітрі необхідно, щоб напруженість електричного по­ля на поверхні електрода була не меншою від початкової напруженості Е поля корони, яка визначається емпірично формулою Піка

кВ/см,

де δ — густина газу, віднесена до його густини при атмосферному тиску і температурі 25 °С; r₀— радіус дроту циліндричної форми, на якому виникає корона.

Поряд із стаціонарним проходженням струму в коронному розряді можливі також переривисті явища. У негативній короні ці явища залежать від природи газу, його вологості, наявності в ньому пилу, від стану поверхонь електродів. При цьому в розря­ді спостерігаються регулярні Імпульси струму. Вони являють собою ряд лавин, що су­проводжуються фотоіонізацією в оточуючому об'ємі газу. В позитивній короні пере­ривисті явища зумовлені наявністю імпульсів двох видів: лавинних і стримерних. Наявність переривистих явищ у коронному розряді є причиною виникнення значних радіоперешкод,

Із збільшенням напруги між електродами так звана темна зона коронного розряду зникає та виникає іскровий розряд. Коронний розряд займає проміжне положення між тліючим і іскровим розрядами.

Коронний розряд слід враховувати у техніці високих напруг, оскільки при цьому відбуваються втрати електричної енергії. Для запобігання виникненню корони на ви­соковольтних лініях проводи не повинні мати дефектів у вигляді гострих виступів.

Коронний розряд використовують в електричних фільтрах, призначених для очи­щення промислових газів від твердих і рідких домішок (дим при виробництві сірчаної кислоти, загазованість цехів ливарного виробництва чорної та кольорової металургії тощо

11.7. Дуговий розряд

Якщо добути іскровий розряд від потужного джерела струму, а потім поступово зменшувати відстань між електродами, то переривистий розряд стає неперервним, тобто виникає новий вид розряду, який називають дуговим. При цьому сила струму різко зростає, а напруга на розрядному проміжку падає до кількох десятків вольтів.

Дуговий розряд можна утворити, минаючи Іскровий розряд. Для цього електроди зближають до дотикання їх. У місцях контакту виникає великий електричний опір. Внаслідок цього виділяється значна кількість теплоти і електроди розжарюються. Як­що тепер електроди розвести на певну відстань, то між ними виникає дуговий розряд. Саме так у 1802 р. В. В. Петров відкрив дуговий розряд.

Електричну дугу в газі при атмосферному тиску утворюють за допомогою спе­ціальних вугільних електродів, які виготовляють пресуванням порошкоподібного гра­фіту і зв'язувальних речовин. Під час горіння дуги відстань між електродами становить близько 5 мм, сила струму — 10 – 20 А, а напруга між ними — 40 – 50 В. У процесі го­ріння дути вугільний катод загострюється, а на аноді утворюється заглибина, яку на­зивають кратером дуги. Його температура при атмосферному тиску досягає 4000 °С, а при тиску 20 атм — понад 7000 °С. Катод дуги має нижчу температуру, ніж анод, тому при атмосферному тиску його температура досягає 3500 °С. В електричній дузі з мета­левими електродами відбувається швидке випаровування металу, на що витрачається значна кількість теплоти. Тому температура такої дуги нижча, ніж дуги з вугільними електродами, і становить 2000 — 2500 °С.

Лекція 12

Читайте також:

1. D) оснащення виробництва обладнанням, пристроями, інструментом, засобами контролю.
2. PR-ІНСТРУМЕНТАРІЙ І МАНІПУЛЯТИВНІ ТЕХНОЛОГІЇ
3. Автоматичне розвантаження по струму.
4. Адаптація законодавства України до законодавства ЄС - один із важливих інструментів створення в Україні нової правової системи та громадянського суспільства
5. Адаптація законодавства України до законодавства ЄС - один із важливих інструментів створення в Україні нової правової системи та громадянського суспільства
6. Активний опір у ланцюзі синусоїдального струму
7. Аналіз відхилень – основний інструмент оцінки діяльності центрів відповідальності
8. Аналіз відхилень — основний інструмент оцінки діяльності центрів відповідальності
9. Аналіз умов ураження людини електричним струмом.
10. Аналітичні методи та інструменти підтримки прийняття управлінських рішень.
11. Анкета — основний інструмент дослідження
12. Б- не збуджена ділянка мембрани , на яку діють електричні струми збудженої ділянки. Стрілками показано напрям струмів, кружечками – дійсне переміщення іонів.

Переглядів: 4029