Уэймаус д., Газоразрядные источники света (988969), страница 22
Текст из файла (страница 22)
Кзк показывает рис. 4-7, пз-за очень большой скорости образован и ионов в катодпом свечении плотность плазмы в нем в !О раз больше, чем н положительном столбе. Когда полярность тока меняется в конде катодвого полупериода, этот обьем плазмы не может исчезнуть сразу. Время, Рис. 4-23. Форма кривой напряжения в функции времени для типичных люмннесцептпых ламп, работаюгцих на переменном токе.
а — |ОО В не деление, В ме ел деление; Π— ХО В не пеленке, ! мс ее делание. 1!8 определяемое постоянной амбиполярпой диффузии, это доли миллисекунды, трсбууощпеся для того, чтобы плотность плазмы снизилась до уровня положительного столба. В течение этого времени, однако, анод находится в плазме высокой плотности и может отбирать анодный ток от нее при нулевом и отрицательном аподном падении. Когда лампа работает иа частотах около 1 кГц, и выше, длительность нподного полупериода становится меньше, чем время исчезновения катодного свечения и анодное падение остается низким в течение всего анод- ного полупериода, Таким образом, главную роль в увеличении эффективности люминесцептпых ламп при работе на высоких частотах играет умсныпепие анодного падения до очень низких значений.
б) Геометрия анода, обеспечивающая рассеяние анодной энергии Анод, работающий при положительном анодпом падении в среднем около 5 В в течение анодиого полу- периода и собирающий ток 1 А/смх, получиет в среднем энергию около 5 Вт/сма во время анодиого полупериода, или 2'/х Вт/смх за весь период. В лампе мощностью 40 Вт, работающей при токе 425 мА, на аноде рассеивается мощность около 1 Вт. Так как другие поверхности, которые могли бы принять анодный ток, отсутствуют, то большая его часть собирается самой эмиттирующей спиралью.
Эта энергия представляет собой значительную долю энергии, требуемой для нагрева спирали. В высокоинтенсивных лампах, работающих при токе 1,5 А, мощность, принимаемая анодом, составляет 4 Вт. Если вся онз будет собираться эмиттирующей спиралью, то спираль будет очень сильно нагрета. Следовательно, нужно добавить «устя» к электродному узлу, чтобы увеличить его площадь.
На рис. 4-4,в показан электрод с такими усами. Доля тока, собираемого «усами», и доля тока, собираемого эмиттирую~цей спиралью, могут регулироваться перемеуиепием усов. Если поставить усы впереди спирали, то они буду~ собирать большую часть тока; если отодвинуть их назад ближе к ножке, они будут собирать меньшую долю тока. Несколько другой подход был использован при конструировании ламп в Европе фирмой «Филипс» 119 1«)Э)!!)!рз»). Электрод 07(ружают близко расположенным металлическим экраном, который изолирован от электрической цепи.
Влияние этого экрана на плазму заключается в уменьшении поперечного сечения дуги в области анода, в увеличении плотности тока, а следовательно, и концентрации электронов в области анода. Это уменьшает анодпос падение. Экран также предохраняет степки трубки от продуктов распыления с катода, и по этой причине он называется защитным экраном. Глава пятив $-1. ВВЕДЕНИЕ В этой главе основное внимание уделено тому, чтобы дать возможность предсказать изменение отдельных параметров ламп и показать количественную связь различных процессов, обсуждавшихся в гл.
2. Несмотря на крайне запутанный характер проблем, эта попытка решена довольно удачно. Степень успеха математических моделей, используемых при рас 1ете характеристик существующих ламп, определяется тем, что позволяет предсказывать поведение неисследованных систем, и это дает определенную уверенность в том, '1то разряд в действительности хоров!о изучеш Имеются три осповнь1х направления в этой области, насколько нам это известно: первая работа К. Кеити (Саг! Ксп1у) в 1950 г.
из «С7епега) Нес1г!с», 1.ашр Веч!Мол 1.аЬога1оиез 1Л. 5-1); анализ профессора Ф. Биттера (Ргапсм ВН)ег) из М1Т, выполненный вместе с автором в 1956 г. бп 77ертеи74иегг, Ю рис. 5-1. Поперечные сечения для возбуждения атомов ртути электронами, рассчитанные Кенти для наиболее ва кных переходов в ртути.
120 Нм 4!7 ° гу , г77 ь 52 МАТЕМАТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ СТОЛБА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП , $ 3 ь" г, Е и 77 ~~ !Л. 5-2), и, наконец, окончательное решение этого вопроса М. Кайлессом (Манное Сау!езз), который проводил свои исследования в Азаос!а!поп Е)ес1иса! 1пбиз17!ез йеасагсЬ 1.аЬога1опез, которые были опубликованы в 1962 г. [Л. 5-3), Все это описывается в 6 5-2 и 5-4 соответственно. В 6 5-5 анализ, проведенный автором и Битте. ром, а также Кайлессом, сравнивается с результатами эксперимента; в $5-6 и 5-7 рассматриваются развитие теории прнменятсльно к лампам с некруглым поперечным сечением и зависимости характеристик разряда от времени !для переменного тока).
5-2. РАБОТА К. КЕНТИ 7« В важной статье, появившейся в 1950 г. 1Л. 5-1), К. Кснти публикует анализ положительного столба 40-ваттной .юоминесцеитной лампы, в котором он рассматривает связь электронной температуры и плотности электронов, измеренных Испи (Еаз1у) 1Л. 5-4), плотности атомов в состоянии»Р, определенные им ич экспериментов по 'Г чб 3 б 9771 Нели»акая -;" ! гуэу геэу7 ! '! '!'! 1=!! !'' -.
!З!Э! ь'.-.;,.::;;::.н езр У«ге««а »гиги«« 11 7 1 ! !!1,,111;,,: ' бз Р1 ж .:Бзр 7 , гуз7 !плате»иг гуут Уа7«тиа Рнс. 5-2 Вероятности возбуждающих и обратных переходов в ртути !сплошные стрелки), рассчитанные Кеити !Л. 5-1) при температуре 42 С насыщенных ртутных паров, при концентрации электронов 2.10'! электронов!смз и электронной температуре 11000 К.
Волнистые стрелки обозначают мсру лучистого потока по давным Кенти. Каждая стрелка соответствует 3 !бм переходов в секунду на 1 см длины, На рисунке вместо двух должны быть три стрелки, направленные вверх от уровня 61.»а к уровню 6'Рь 1 1 1 1 1 1 1 1 Ц~ 1 1 1 ! 1 1 1 ! ! О 1 абсорбции, и вероятности переходов, рассчитанных исходя из поперечных сечений возбуждающих соударений, которые были известны или могли быть получены на основе предположений. На основе этого он получил картину излучения разряда для одного значения тока, диаметра разрядной трубки, газового наполнения и при апре- деленном давлении паров ртути. Здесь пс будут детально обсуждаться расчеты Кентп, но следует отметить его значительный вклад в систематизацию значений поперечных сечений для возбужденных 'Р состояний н в выявление вагкных аспектов проблемы, а также и тех вопросов, которымн можно без ущерба пренебречь.
На рис. 5-1 показаны различные сечения для наиболее важных переходов, выбранные Кенти [Л, 5-1]. Современные кванта-механические расчеты Мак-Каппеля (МсСоппе)е) и Моисейвича (Мо1зепчНзсй) !Л. 5-5] дали возможность получггть значения поперечных сечений для переходов 'Р,— аРп которые примерно на 30а(г больше, чем те, которые приведены здесь. В то же время поперечные сечения для аР, достаточно хоропго согласуются. Йа рнс. 5-2 приведены принципиальные реаультаты из статьи Кенти, которые включагот рассчитанные вероятности позбугкдсния и тушения каждого возбужденного состояния, а также измеренный им лучистый поток. Из анализа данных рнс. 5-2 следует замечательный факт, что только г/з цз всех возбуждагощих переходов на уровень аРг происходит непосредственно пз основного состояния.
Остальные переходы происходят через метастабильные состояния 'Рз п 'Рз. В гл. 2 уже обсуждалось, какое положительное влияние этот факт оказывает на выход излучения линни 253,7 нм. Другое явление, которое Ьиттер н автор книги отмечают, состоит в том, что абсолютно все уровни возбуждения в состоянии 'Р являются источником излучения линии 253,7 нм. з-3. АНАЛИЗ УЭЙМАУСА И БИТТЕРА а) Общая методика Соотношения между различными характеристиками положительного столбз газового разряда были впервые предложены Шоттки !Л.
5-6], затем далее раавнты Тонксом и Леигмюром !Л. 5-7], Энгелем и Штеенбскам ]Л. 5-8] ". В итоге имеется четыре важных параметра; плотность электронов, электронная температура, напряженность продольного поля (градиент потенциала) и плотность тока. Этп параметры связаны тремя важными соотношениями. В общем виде они формулируются так 1. Число созданных ионна-электронных пар равно числу пра. павших. 2. Энергия, полученная электронным газам от электра гсскаго поля, равна убыли энергии электронов. 3. Плотность така равна концеитрапии электронов, умноженной на пх подвижность н на силу электрического поля. Условия 1 и 2 требуют знания плотности возбужденных атомов, поэтому для каждого из наиболее важных возбужденных состояний необходимо следующее уравнение баланса: 4.
Суммарное число возбуждений равно общему числу возвращений в нормальное состояпид, 122 Имеются дпе основные трудности в решении этих уравнений. Первая состоит в том, что пх алгебраическое решение невозможно, так как расчет большинства переходов включает численно рассчитываемые интегралы.
Следовательно, можно получить только численное решение. Другая трудность состоит в том, что значения всех переменных (исключая осевое электрическое поле и возмоггггго электронную температуру) являются функгагямп расстояния от ггсгг раз. ряда. Это означает, что каждое нз условий 1 — 4 реально применимо только для единственного радиуса и правильное уравнение для каждого из перечисленных параметров должна быть диффузионным уравнением, в котором радналыюе распределенно зависит от плотности частиц класса 1.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
