Уэймаус д., Газоразрядные источники света (988969), страница 21
Текст из файла (страница 21)
Исходя из этого давления паров и элементарной статистики Максвелла, можно подсчитать скорость испарения: 1,76 ° 10 "г/(смзХ Х с) прн 1260 К. Она в 20 раз больше, чем скорость распыления. Таким образом, распылением можно полностью пренебречь но сравнению с испарением прн рассмотрении причин расхода эмиссионного покрытия при стационарных условиях разряда. Предыдущие расчеты потери в массе в единицу времени как прп испарении, так и при >распылении предполагают, что каждый атом, покидающий поверхность, никогда не возвращается обратно на катод. Это предположение может быть справедливо только в вакууме..
В действительности, катод находится в атмосфере инертного газа при давлении от 130 Па (1 мм рт. ст.) до нескольких сотен паскалей. П>ри этих давлениях средние' длины свободного пробега атомов или молекул, испарившихся с катодной поверхности, гораздо меньше, чеьг расстояние между катодом и стенкой трубки. Таким образом, многие из испарявшихся и распыленных атомов отразятся назад и осядут па катодной поверхности.
Действительная скорость расходования эмиссионного покрытия значительно уменыпается благода>ря присутствию наполняющего газа. Действительная скорость расходования катодного материала при испарении в присутствии газа может быть подсчитана очень приближенно на основе д>зффузмонн>мх представлений, Граничные условия на катоде: парциальное давление эмиссио>шого материала на поверхности катода является равновесным давлением паров п>ри температуре катода, граничным условием на стенке является нулевое значение нарциальпого давлении кптодцого материала ". С целью упрощения примем, что Г>есконсчный плоский катод находится на расстоянии 7. от бесконечно плоской стенки.
Скорость перемс>цецпя част>щ, частица/(смз с), при диффузии через пространство катод — стенка равна: Г=Р (пь — 0) /У., (4-7) Заметим, что зто, в основном, та же проблема, которая связала с изобретением Лепт>порам газополиых ламп иаиаливаиия, в иоторых испарение значительно уменьшено и сроя службы лампы увеличен за счет иаполиспия колбы ииертпым газом. 1>Э где пь — плотность атомов или молекул катодного ма-' териала в парах на катодной поверхности, см-'! 0— коэффициент их диффузии в газе, пк —. (3,54. 10") —.. р„(Т,), к здесь р» — давление паров катодного материала при температуре Т», н принято, что газ непосредственно перед катодом имеет температуру Т».
Коэффициент диффузии для ВаО в инертных газах, к сожалению, неизвестен. Мы можем получить грубую оценку на основании коэффициента диффузии ртути в азоте [Л. 4-151, которая представляет собой диффузионную систему приблизительно тех же масс, что и система ВаΠ— Аг.
Если принять с1реднюю температуру газа около 700 К, то 77-(600/р,) см'1с, где р» — давление аргона, мм рт. ст. Затем, если расстояние между катодом и стенкой 1 см и давление паров ВаО принять 2,66 1О ' Па (2 10 — ' мм рт. ст.), что соответствует рабочей температуре катода 1000'С, то скорость насыщения молекул равна: Г=600/р, (1,53 ° 10») молекул/см'с. Если принять молекулярную массу для ВаО равной 154, тогда потери массы составят: У'= ' ' .154(1 67 10 "), = ' .10 " 9,2!О" г 2 35 Х, = — '.10 ' — ° г 0,885 , г Смк'С Ра СМ 'Ч При давлении аргона 130 Па (1 мм рт.
ст.) скорость испарения уменьшается в 100 раз'з. Если плотность покрытия составляет около 1 мг/см' катодной поверхности, то срок службы катода, ч, будет: 1О у — (о 885,1о-.)7р =(113 10') р' Если давление аргона около 330 Па (2,5 мм рт. ст.), то срок службы в режиме непрерывного горения, вычисленный на этой основе, составляет 28000 ч; следует ожидать, что он будет короче в неоне и больше в криптоне, так как коэффициенты диффузии будут меняться обратно пропорционально корням квадратным из масс атомов газа. !!4 Несмотря на грубое допущение, этот расчет дает результат, достаточно близкий к действительному сроку службы катодов люминесцентных ламп в режиме непрерывного горения.
Кроме того, это согласуется с известными данными, что чем ниже давление и легче газ, тем короче срок службы катода, и что чрезмерные температуры катода также ведут к сокращению срока службы катода. Подобные заключения о факторах, определяющих срок службы в режиме непрерывного горения, были получены Ковингтоном (Соя!пп!Оп) и недавно представлены в докладе на Национальной технической конференции Научного общества по освещению !Л.
4-161. Что теперь можно сказать о сильном сокращении срока службы катода, который определяется периодическими выключениями и включениями лампы? На этот счет уже высказана мысль в гл. 3, а также и раньше в этой главе, о том что пусковой период разрушает катод. Взрывообразные нарастания температуры уменьшают количество оставшегося покрытия и следует ожидать сокращения срока службы. Влияние распыления во время тлею1цего разряда в пусковой период еще более сложны ". Для тлеющего разряда с катодным падением около 200 В будут весьма характерны скорости распыления 0,1 атома, удаляемого одним падающим ионом при ионном токе 50 мА1смк (что весьма типично для тлеющего разряда), это приведет к первоначальной скорости в 3,75 10 — ' г/(см'с).
Снова, однако, материал не может просто покинуть поверхность, он должен диффундировать от поверхности; следует ожидать уменьшения скорости расхода того же порядка, который был получен для испарения. Таким образом, при 5000 включениях с односекундным периодом тлен!щего разряда следует ожидать, что будет потеряно около 200 мг/смк материала покрытия. Почему это сократит срок службы лампы? Ответ о 1евиден из рис.
4-21, который показывает уменьшение как термоэмиссии при нулевом поле, так и эмиссии в ускориошем поле в зависимости от распыления. Распыление уменьшает термоэлектронну1о эмиссию с поверхности (даже без значительного удаления материала) двумя путями, Во-первых, пока катод холодный, 1распыляющиеся атомы возвращаются назад на катодную поверхность за счет наличия газа и осаждаются в беспорядке, нарушая упорядоченную структуру. 8» 115 След ет о ду т ожидать, что разрушение упорядоченной поверхности кристаллов приведет к увеличению работы выхода и, таким образом, уменьшит термоэлектронную эмиссию. Во-вторых, атомы вольфрама, распыленные с поверхности непокрытого вольфрама, осаждаются на поверхности оксида в равной степени, как и на вольфраме, «броиируя» оксид металлическим покрытием и увеличивая работу выхода.
Результирующее уменьшение эмиссии с катода в ускоряющем поле означает, что катодное падение должно стать выше, чтобы увеличить ионный ток, поглощение катодом большей энергии увеличивает его температуру, поднимая электронную эмиссию до уровня, требуемого уравнением (4-3).
Измерения, выполненные в процессе экспериментов, представленные на рис, 4-21, показывают„что увеличенные катодные падения, ионный ток и температура существуют от 1О мин до ! ч после варушеиия эмиссии. Таким об~разом, после каждого включения катод работает значительное время при более высокой температуре, чем при работе в стационарных условиях. Этот период повышенной температуры увеличивает первоначальную скорость испарения материала катодного покрытия и, в конечном счете, общую скорость расхода . материала покрытия и сокращает срок службы катода, 4-3.
ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ НА АНОДЕ а) Аиодиое падение напряжения Оценка анодных процессов может быть в основном качественная. Как уже было сказано, анодная площадь в общем недостаточна для обеспечения отрицательного или нулевого анодного падения. Анод окружен электронной оболочкой, которая притягивается к аноду положительным анодным падением. Можно использовать уравнение (4-4) для расчета толщины оболочки, заменяя плотность анодного тока на У+ и массу электрона на массу иона.
Масса ионов ртути в 36800 1раз больше, чем масса электронов, так что для одних и тех же плотности тока и потенциала анодная оболочка в (36000)и« раз толще, чем катодная оболочка, или в 25 раз. При собираемом электронном токе 1 А)см» и анодном падении в 10 В оболочка имеет толщину около 1/4 мм. 1!6 Кроме того, размеры анода больше по сравнению с длиной свободного пробега электрона, поэтому он оказывает значительное возмущающее влияние на окружаю1цую плазму, создавая местное разрежение в плотности плазмы.
Электронная плотность плазмы на границе анодной оболочки ниже, чем электронная плотность на некотором расстоянии, приблизительно в 1((1+г,/Х,)", где Х« — длина свободного пробега электрона и г„,— эффективный радиус анода (» — )/ 1 г г,, где г, — радиус цилиндрического анода и Л вЂ” длина). Электронный ток притягивается к границе аподной оболочки как за счет диффузии, благодаря наличию градиента концентраций, так и за счет электрических полей, которые проникают в плазму от оболочки. Благодаря наличию ускоряющих полей электроны падают на анодную поверхность со значительной энергией.
В результате этой приобретенной энергии могут появляться электроны с энергией, достаточной для дополнительной ионизации, в оболочке или перед ней в разряженной плазме. Если будет дополнительная ионизация, плотность плазмы возрастет и станет достаточной для анода, чтобы собрать необходимый электронный ток без положительного анодного падения. Аподное падение при этом резко снижается до нуля и дополнительная ионизация прекращается. Если изменять плотность плазмы перед анодом, постепенно ее уменьшая, то ионы будут диффундировать за счет процесса амбиполярной диффузии. Когда плотность плазмы у поверхности анодной оболочки уменьшается, анодное падение будет увеличиваться до тех пор, пока не станет достаточным для новой иопизации.
При достижении критического значения анодное падение становится примерно равным потенциалу ионизацни ртути; когда это достигается, происходит резкое возрастание ионизацни, а анодное падение при этом сразу падает. Как следствие этих «релаксационных колебаний» аподное падение имеет «пилообразное» изменение во времени с частотой около 1000 Гц. На рис. 4-23 показана форма напряжения па лампе во времени; пилообразные впадины с амплитудой 1О В являются анодными колебаниями. Второй интересный факт, обязанный анодному падению, имеет место, когда лампы работают на переменном 117 токе достзточно большой частоты.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
