Запорожец  Издания 

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 [ 53 ] 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183 184 185 186 187 188 189 190 191 192 193 194 195 196 197 198 199 200 201 202 203 204 205 206 207 208 209 210 211 212 213 214 215 216 217 218 219 220 221 222 223 224 225 226 227 228 229 230 231 232 233 234 235 236 237 238 239

за неоднородности электрического поля, даже при отсутствии объемных зарядов.

Зеелигер и Бок [5.1] показали, что пробою между электродами в цилиндрических трубках с холодными электродами предшествует пробой между одним из электродов и близлежащими участками стенок, обладающими емкостной связью с землей. Этот разряд является основным источником зарядов при развитии разряда на противоположный электрод. Пренебрегая действием электрического поля и считая, что перемещение зарядов вдоль оси трубки происходит только под действием диффузии, они получили диффузионную длину для электронов:

/д„Ф0.37-гр, (5.7)

где к - доля потерь энергии при соударениях электронов с атомами газа; Xie - длина свободного пробега электрона, приведенная к давлению 1 Па; р - давление наполняющего газа. Оценки по формуле (5 7) для Аг и Ne показали, что электроны при давлениях в несколько сот паскалей не могут пройти вдоль оси трубки на расстояния, превышающие радиус трубки. Отсюда Зеелигер и Бок сделали вывод о том, что от поджигающего электрода (электрода, у которого осуществился разряд на стенку) к противоположному электроду перемещается сам источник зарядов в виде фронта поджигающей волны. Потенциал поджигающего электрода после возникновения разряда на ближайший участок стенки переносится на границу проводящей плазмы в сторону противоположного электрода. Далее разряд возникает между границей плазмы и следующим участком стенки. На границе, движущейся к противоположному электроду плазмы, существует так называемое ведущее поле, отличающееся от оптического поля между электродами.

Бартоломейчик [5.2] отметил, что механизм возникновения разряда в длинных трубках существенно зависит от соотношения времени нарастания напряжения tn и времени формирования разряда tф

Механизм возникновения разряда при большой скорости на растания напряжения (нф) исследовался рядом авторов [5.3]. Были рассмотрены условия таунсендовского и стримерно-го развития разрядов.

Пробой при медленном нарастании напряжения (нф) в длинных трубках, который соответствует условиям для люминесцентных ламп в бесстартерных схемах включения, изучался в работах Мак-Фарланда и других авторов [5.4]. Механизм зажигания разряда в этом режиме по Мак-Фарланду состоит из трех стадий:

возникновение слабого «кистевого» разряда на стенку в области поджигающего электрода с током порядка 10-* А;



перемещение свечения по трубке за счет увеличения поверхности заряжаемой стенки и одновременное возрастание тока. При достижении свечением заземленного электрода ток достигает 10 А, при этом между электродами формируется тлеющий разряд;

переход тлеющего разряда в нормальный и при токе приблизительно 3-10-2 д - в дуговой.

Экспериментальные прямые напряжения возникновения тлеющего и дугового разрядов были аппроксимированы в следующем виде:

(/з.,,=Л+В/; (5.8)

Ub.,i=A+BpL (5.9)

Для Аг Л = 120 В; В=1,9+0,68р-, В/см; Л=48,5-1-; В=

=0,235, где /, см; р, 133 Па.

В табл. 5.1 приведены величины, характеризующие (/в.д для люминесцентных ламп, наполненных инертными газами с парами ртути (давление ртути «0,13 Па).

На напряжение возникновения разряда в ЛЛ влияет ряд факторов (рис. 5.4): проводники и проводящие полосы, расположенные вблизи ламп (рис. 5.4,й), окружающая температура (рис. 5.4,6), давление аргона (рис. 5.4,е), влажность окружающей среды (рис. 5.4,г).

Рассмотрим зависимость напряжения возникновения разряда от поверхностного сопротивления Rn между концами лампы fB=f(Pn) (рис. 5А,д). При малых Rn (что соответствует значительному увлажнению стеклянной трубки) почти все приложенное между электродами напряжение оказывается сосредоточенным между электродами и стенками. Это приводит к сравнительно облегченному пробою участка электрод - стенка, что уменьшает общее напряжение возникновения разряда. Точно такое же действие оказывает проводящая полоса на лампе.

При очень больших сопротивлениях Ru начинают играть роль емкостные сопротивления 1/шС2 и l/wCi. Поскольку Ci заметно меньше Сг, почти все внешнее напряжение прикладывается к участку электрод- стенка, и напряжение возникновения разряда вновь понижается. В промежуточном случае, когда Ru соизмеримо с l/wCi, наблюдается рост Ub.

Из рассмотрения зависимости следуют два способа ликвидации влияния влажности: снижение Rn с помощью проводящих полос или покрытий и поддержание высоких Ru с помощью прозрачных водоотталкивающих покрытий.

Подогрев электродов до температур, обеспечивающих достаточную термоэмиссию, значительно снижает Ub (рис. 5.4,а).

Недоспасов и Новик экспериментально и теоретически исследовали скорость перемещения границы плазмы от поджигающе-



Таблица 51 Значения коэффициентов А и Вр

Род газа (р<»800 Па)

Л, в

Вр, в/см

Ток перехода в дугу, мА

го электрода к противоположному электроду, процесс заряда стенок люминесцентной лампы и распределение потенциала вдоль стенки (библиография приведена в [0.9]).

Для решения задачи о распределении потенциала в плазменном столбе ими было использовано телеграфное уравнение:

Й2 ° а/ ~ Со дг"

(5.10)

где Lo, Со, /?о-распределенные параметры цепи, соответственно индуктивность, емкость и сопротивление на единице длины трубки.

Записывая уравнение (5.10) для потенциалов и пренебрегая слагаемым с Lo (что справедливо при реальных скоростях распространения плазмы), получаем

1 аср

а dt"

(5.11)

где ф - потенциал; а=ЯоС.

В частном случае, когда плазменная граница движется с постоянной скоростью V и неизменным потенциалом границы фо, решение уравнения (5.11) имеет вид

ф(2, 0=фое-«<-«>.

(5.12)

Из (5.12) следует, что для постоянной скорости фронта ионизации необходим экспоненциальный рост потенциала на поджигающем электроде (ПЭ):

Ф(0, 0=Фое/\ (5.13)

где т= 1 jav.

Таким образом, скорость фронта ионизации определяется скоростью нарастания напряжения на ПЭ, распределенной емкостью трубки и проводимостью столба плазмы, следующей за фронтом ионизации.

Необходимое напряжение для пробоя трубки длиной I определялось как

т=Щ+Ео1, (5.14)



0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 [ 53 ] 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148 149 150 151 152 153 154 155 156 157 158 159 160 161 162 163 164 165 166 167 168 169 170 171 172 173 174 175 176 177 178 179 180 181 182 183 184 185 186 187 188 189 190 191 192 193 194 195 196 197 198 199 200 201 202 203 204 205 206 207 208 209 210 211 212 213 214 215 216 217 218 219 220 221 222 223 224 225 226 227 228 229 230 231 232 233 234 235 236 237 238 239