ДУ ЭЙ МАУС
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ
ЛАМПЫ <	ч
6П2.19 У 97
УДК 621.387
JOHN F. WAYMOUTII
ELECTRIC DISCHARGE LAMPS
THE M. I. T. PRESS. CAMBRIDGE, MASSACHUSETTS AND LONDON. ENGLAND, 1071.
Уэймаус Д.
У 97 Газоразрядные лампы. Пер. с англ, под ред. Г. Н. Рохлина и М. И. Фугенфирова. М., «Энергия», 1977.
344 с. с ил.
В книге рассматриваются основные наиболее массовые осветительные типы газоразрядных лама: люминесцентные, ртутные высокого давления, натриевые низкого и высокого давления и металлогалогенные. Глинное внимание уделяется изложению физической сути явлений. Содержится большое количество конкретного материала по каждому из рассматриваемых типов ламп. Значительное место уделяется математическому описанию явлений в столбе люминесцентных ламп и теоретическому анализу металлогалогенной дуги.
Книга рассчитана на инженерно-технических работников электроламповой промышленности, научно-исследовательских и конструкторских организаций, она также может быть полезна студентам и аспирантам, специализирующимся в области газоразрядных ламп.
„ 30310-360
У 051(00-77	,2в'77	6П2-19
© Перевод на русский язык, «Энергия». 1977.
ПРЕДИСЛОВИЕ К РУССКОМУ ПЕРЕВОДУ
Газоразрядные лампы занимают сегодня весьма важное место среди искусственных источников света. Это объясняется их высокой световой отдачей, очень большим сроком службы и хорошим спектром излучения. В передовых странах мира они создают более половины светового потока, и есть основания считать, что в будущем эта доля будет возрастать. Особенно широкое распространение для освещения получили ртутные люминесцентные лампы низкого давления н лампы ДРЛ (дуговые ртутные с люминофорным покрытием). Около 15 лет назад были открыты новые, исключительно плодотворные направления в создании газоразрядных ламп с различным спектром излучения и высокой световой отдачей. Впервые для ламп высокого давления удалось перешагнуть рубеж в 100 лм/Вт. Поэтому не удивительно, что последнее десятилетне главные усилия специалистов были направлены иа разработку именно этих новых типов ламп. Несмотря на сравнительно небольшой срок, прошедший с начала этих работ, уже создано и выпускается большое число новых типов ламп, которые постепенно начинают занимать видное место в семье газоразрядных источников света. К их числу следует отнести в первую очередь различные типы металлогалогенных ламп и натриевые лампы высокого давления в колбах из полнкристаллической окиси алюминия.
Предлагаемая советскому читателю книга «Газоразрядные лампы», изданная в 1971 г., написана физиком— крупным специалистом в области газоразрядных ламп, внесшим заметный вклад в понимание процессов, происходящих в этих источниках света. Автор книги Джон Уэймаус родился в 1926 г. С 1950 г. работает в фирме «Сильвения» («Sylvania Electric Products, Incorp.») США, штат Массачусетс. В настоящее время является директором Научно-нсследовательского светотехнического центра фирмы.
3
Ё книге автор рассматривает только осветительные газоразрядные лампы наиболее массового применения, а именно: ртутные люминесцентные лампы низкого давления, ртутные лампы высокого давления, натриевые лампы низкого н высокого давления, металлогалогенные дуговые лампы и схемы включения. Около одной трети книги посвящено новым типам ламп, преимущественно металлогалогенным. Большое число других типов газоразрядных ламп в книге не упомянуто вовсе. Такой отбор материала позволил автору при сравнительно небольшом объеме обстоятельно разобрать основные принципиальные вопросы работы рассматриваемых типов ламп.
Книга написана на современном научном уровне, ясным и образным языком. Повсюду главное внимание уделено изложению физической сути происходящих процессов и их взаимной связи, а также инженерным и технологическим проблемам. Разбор явлений по каждому основному типу ламп проводится на примерах базовых конструкций. Книга содержит большое количество конкретного материала по каждому из рассматриваемых типов ламп.
Основные положения в большинстве случаев достаточно убедительно аргументированы специально поставленными экспериментами и рассуждениями, подкрепленными математическими выкладками и отдельными численными примерами. При этом почти всюду путем определенной идеализации проблемы автору удается довести решение задачи до конца без излишних математических сложностей. С этой точки зрения книга представляет большой методический интерес и весьма поучительна как удачный пример использования глубоко научной постановки вопросов для решения сложных инженерных и технологических проблем. В целом это позволило автору дать достаточно ясную качественную картину, происходящих в лампах процессов и их взаимодействия, понятную широкому кругу читателей с математической подготовкой в пределах первых двух — трех курсов высших технических учебных заведений.
Наряду с этим в книге имеются специальные главы, посвященные математическому описанию явлений в столбе ртутных люминесцентных ламп (гл. 5) и металлогалогенных ламп (гл. 11). Чтение этих глав требует более серьезной математической и научной подготовки и ббль-
4
ших усилий. Они с интересом будут проработаны специалистами. Книга написана таи, что этот материал может быть пропущен без ущерба для понимания общей качественной картины.
В книге изложены в основном работы н точки зрения самого автора и сотрудников фирмы, с которыми он вел на протяжении ряда лет совместные исследования. Это определило ио существу ее содержание и глубину разбора автором отдельных вопросов. Значительная часть материала была ранее опубликована в статьях. Однако по ряду вопросов автор дает здесь более подробное обоснование своей точки зрения. Несомненно, наибольший интерес для советского читателя представят разделы, в которых излагаются неопубликованные н малодоступные работы автора и его коллег. Это относится, главным образом, к металлогалогенным дуговым лампам, которые еще находятся в стадии развития. Процессы в этих лампах отличаются, пожалуй, наибольшей сложностью и наименее изучены.
Перевод книги издается практически без переработки и дополнений с тем, чтобы сохранить се оригинальность и стиль изложения. Повсюду произведена замена неко торых единиц и обозначений в соответствии с действующими в СССР ГОС1 и правилами. Учитывая привычку разработчиков ламп к измерению давлений в миллиметрах ртутного столба, мы наряду с паскалями оставили в скобках миллиметры ртутного столба. В оригинале автор повсюду излагает свои точки зрения от первого лица. Поскольку у нас в технической латературе не принята такая форма, мы всюду заменили ее изложением в третьем лице от имени автора.
За прошедшие пять лет со дня выхода в свет книги Д. Уэймауса но ряду вопросов был достигнут определенный прогресс, который, естественно, не нашел отражения в книге. Некоторые положения автора являются спорными, соответствующие места в тексте отмечены цифрами, и в конце книги редакторы сделали к ним Краткие примечания.
К. сожалению, в книге совершенно не упомянуты работы советских авторов по разбираемым типам ламп, что может создать у читателя неправильное представление о фактическом положении дела. Между тем общеизвестен вклад советских ученых в понимание процессов и развитие теории газового разряда и газоразрядных
источников света. В этой связи достаточно напомнить о ставших классическими работах Б. Н. Клярфельда, В. А. Фабриканта с сотрудниками и их учеников. Не имея возможности устранить этот недостаток, редакторы сочли необходимым обратить на пего внимание советского читателя в предисловии. В тексте, в отдельных случаях, сделаны соответствующие примечания н ссылки. Однако онн не претендуют иа полноту.
Более полно работы советских авторов в области газоразрядных источников света нашли отражение, например в следующих изданиях: «Электронные и ионные приборы», Труды Всесоюзного электротехнического института, вып. 41, под ред. П. В. Тимофеева, Госэнер-гонздат, 1940; Иванов А. П., «Электрические источники света, лампы газового разряда», Госэнергоиздат, 1948; Извеков Р. Г., работы в сборнике «Успехи электровакуумной техники», Госэнергоиздат, 1956; Маршак И. С., «Импульсные источники света», Госэнергоиздат, 1963; Рохлин Г. Н., «Газоразрядные источники света», «Энергия», 1966; Рохлин Г. Н., «Ртутные лампы высокого давления с добавками галоидных соединений (металлогалоидные лампы)», гл. 7 в сборнике «Ртутные лампы высокого давления», «Энергия», 1971. В этих изданиях можно найти более полную библиографию. Кроме того, большое количество работ опубликовано в журналах «Успехи физических наук», «Журнал экспериментальной и теоретической физики», «Журнал технической физики», «Оптика и спектроскопия», «Светотехника» н др., а также в различных трудах и сборниках Московского энергетического института, Всесоюзного института источников света и других советских изданиях.
Несмотря на указанные недостатки, предлагаемый советскому читателю перевод книги Д. Уэймауса безусловно окажется весьма полезным.
Г. Н. Рохлин и М. И. Фугенфиров
Глава первая ВВЕДЕНИЕ 1-1. ЗНАЧЕНИЕ СВЕТА ДЛЯ ЧЕЛОВЕКА
Представьте себе мир, в котором человек не знал способа получения света. Как только садилось солнце и начинало смеркаться, всякая жизненная суета, торговля и производство заканчивались и люди спешили попасть до наступления темноты домой, где они собирались вместе с друзьями и семьями для зашиты от действительных и воображаемых ужасов ночи. Несколько ночей в месяце, когда было полнолуние, встречались с радостью. Весеннее равноденствие, предвещавшее наступление длинных летних дней и коротких ночей, отмечалось ритуальными праздинкамн. Летисе солнцестояние, приводящее к самой короткой ночи в году, праздновалось в экстазе наполовину от того, что наступало солнцестояние, а наполовину в страхе перед будущим удлинением ночей и укорачиванием дней.
Если вы находите много элементов первобытной религии в предшествующем абзаце, нс удивляйтесь. Первобытный человек знал только примитивные способы получения огня и жил постоянно в ужасе перед темнотой.
Мы обычно думаем о себе как о людях, живущих в эпоху, когда коммуникация и транспорт во всем миро полностью преобразовали характер человеческой жизин. Достаточно кратко оглянуться на тот факт, что всемирной коммуникации не было бы или она была бы незначительна, если бы половина мира в любой данный момент была погружена во тьму. Одна из величайших революций, имевшая место в этой эре, которая началась с промышленной революции, состояла в возможности человека разорвать темноту поворотом выключателя.
В наши дни, конечно, свет существует везде. Он так просто доступен и дешев, что им пользуются все. Осветительные установки создаются с учетом не только осве-
7
гцения дневным светом, но и искусственным, так как искусственное освещение имеет то преимущество, что оно сравнительно постоянно по уровню и цвету в любой час и любое время года.
Сотни лет назад фраза «зажги свечу с обоих концов» означала бессмысленное, расточительство, так как освещение свечами было н в настоящее время дорого. Свеча стоит около 2,5 центов за час гонения, она создает световой поток около 12 лм, давая около 500 лм ч па 1 долл,
Люминесцентная лампа мощностью 10 Вт дает световой поток в 3000 лм, и ее срок службы 16 тыс. ч при стоимости лампы около I дтл., а светильник для такой пампы стоит около 3 долл, (в самом ’'коцомп'щом варианте), При стоимости потребляемой электрической энергии в 20 чолл. Такая лампа дает 2 млн. лм-ч па каждый доллар стоимости.
Однако недостаточно покончить с сумерками внутри квартир ночью или днем, необходимо также устранить недостаточное освещение и па улице. Улины, стоянки машин, витрипы магазинов — все это стало освещаться лишь несколько лет назад. Значение света было признано во многих отраслях промышленности. Лучше всего освещаются заправочные станции пн шоссейных дорогах, так как это приносит большие выгоды, п все нефтяные компании знают об этом. Многие города, усиливая освещение торговых улиц в центре города, тем самым привлекают покупателей из пригородов.
Астрономы говорят, что оптическая астрономия вряд ли могла бы сделать больше в США: слишком много света отражается в их телескопах даже при чистом небе, ограничивая возможное время, которое они могут использовать в исследованиях самых слабых звезд. Более того, не зависимо от того, какую звезду они исследуют спектрографом, они обязательно находят спектр ртути *.
1-2. ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ЛАМПЫ
Во всем изобилии света и цвета лампы, в которых используется электрический разряд в газе, как способ превращения электрической энергии в свет занимают крайне важное положение. В самом деле, можно с уверенностью сказать, что более половины всего количества света, производимого в стране и, может быть, в мире, получается с помощью электрических газоразрядных ламп. В будущем это количество еще больше возрастет, так как освещение газоразрядными лампами экономично. В дополнение к расистам, приведенным ранее в этой главе, можно заметить, что огромное внимание к выработке света люминесцентными лампами обуслов-
* Как увидим в гл. 6, это является следствием освещения улиц ртутными лампами высокого давления. К сказанному можно добавить, что скоро астрономы получат очень богатый спектр такого педкого металла, как сканчий. я также и таких металлов, как индий, таллин и натрий от полипных ламп (гл. 8).
8
Лёйб стоимостью электроэнергии. Вообще, это справед* ливо почти для всех типов электрических ламп, и поэтому повышение эффективности превращения электрической энергии в световую энергию уменьшает затраты на выработку света, хотя цена самого источника может быть высокой.
Электрические разрядные лампы имеют три больших достоинства как источники света: эффективное преобразование энергии (трансформируют 2б—30% всей потребляемой электрической энергии в световую); длительный срок службы —10 000 тыс. ч и больше (в году 8760 ч, поэтому срок службы лампы составляет примерно два года) и, наконец, они превосходно «поддерживают» высокую световую отдачу, обеспечивая к концу срока службы 60—30% начального светового потока.
Естественно, что они также имеют и недостатки: сами лампы сравнительно дороги, требуют вспомогательных приборов для стабилизации мощности лампы, они неудовлетворительно работают в режиме частых включений, когда нх продолжительность работы составляет несколько минут, они часто выключаются.
Эта книга посвящена газоразрядным лампам. Из-за большого числа различных типов газоразрядных ламп н невозможности все их рассмотреть в одной книге, ее содержание ограничено с тем, чтобы избежать поверхностного обсуждения вопросов н рассмотреть только некоторые наиоолее важные источники света, которые в совокупности обеспечивают 99% света, производимого электрическими газоразрядными лампами: люминесцентные лампы, ртутные лампы высокого давления, натриевые лампы низкого и высокого давления и металлогалогенные лампы. Так как прогресс в этой области зависит как от технологии, так и от науки, то вы найдете обсуждение этих двух аспектов. В некоторых случаях научному пониманию вопросов предшествовала технологическая разработка лампы. Люминесцентные лампы, например, поступили на рынок, когда было известно только качественное представление о ннх, т. е. более чем за десять лет до появления первых публикаций по количественному анализу наиболее важных физических процессов [Л. 1-1] 6
Достаточное ясное качественное понимание, основанное на экспериментальных данных об основных процессах в лампах, сделало возможным написание этой книги
9
Так, что она будет доступна широкому кругу читателей. О каждом типе ламп будет дано много материалов, дана качественная картина взаимодействия различных процессов, встречающихся в лампах, которые могут быть понятны людям с небольшим математическим и научным багажом. Некоторые разделы трудны для понимания н для разработки теоретической математической модели, описывающей поведение разряда (и предсказания поведения при различных условиях), это будет интересно тем читателям, которые больше интересуются наукой.
1.3.	ОСОБЕННОСТИ ГАЗОРАЗРЯДНЫХ ЛАМП
а)	Излучение газа
Все электрические газоразрядные лампы превращают электрическую энергию в свет, трансформируя электрическую энергию в кинетическую энергию движущихся электронов, которая в свою очередь, превращается в излучение в результате некоторых типов соударений. В лампах, о которых пойдет речь в этой книге, первичным процессом является возбуждение атомов газа, после которого они возвращаются на более низкие энергетические уровни, излучая электромагнитные волны.
Электронное облако, окружающее каждое атомное ядро, связано с ядром силами взаимодействия положительного заряда ядра с отрицательным зарядом электронов, и оно может существовать только на определенном энергетическом уровне, характеризуемом простыми целыми числами, известными как квантовые числа. Когда свободный электрон, обладающий определенной энергией «ударяется» о такое облако, оно может сообщить дополнительную энергию одному или нескольким электронам атома, увеличивая ее от нулевого уровня до более высокого. Такому уровню присуща неустойчивость нз-за высокой внутренней энергии атома. За время приблизительно от 1,0 до 0,01 нс возбужденный электрон отдает энергию, переходя на более низкий энергетический уровень с выделением электромагнитного излучения такой частоты, что произведение hv точно равно разности энергий между двумя уровнями, где й=6,61Х Х10-34 Дж-с — универсальная постоянная Планка.
Основной процесс, имеющий место в газоразрядной лампе: свободные электроны ускоряются создающейся в лампе разностью потенциалов, которая поддерживает-10
ся внешним источником энергии; движение электронов создает электрический ток в лампе; кинетическая экер* гия электронов превращается в потенциальную энергию атомных электронных оболочек, когда быстро движущиеся свободные электроны сталкиваются с атомами, т^ряя прн этом кинетическую энергию; внутренняя энергия атомов расходуется па излучение но мере того, как электроны возвращаются на свои самые ннзкие энергетические уровни. Свободные электроны снова ускоряются внешним потенциалом, и весь процесс повторяется.
Излучение, испускаемое разрядом в газе, состоит преимущественно из отдельных линий с распределением по частотам, определяемым расположением энергетических уровнен излучающих атомов. Самые ранние наблюдения этих частотных характеристик были выполнены с помощью спектроскопов — приборов, которые пропускают свет через узкие входные щели, рассеивают его оптической системой, которая отклоняет свет на некоторый угол, зависящий от частоты, н разделяет свет на отдельные волосы, характерные для каждой частоты или углового отклонения. Изображение узкого участка щели представляет собой ряд линий различных цветов, поэтому частотные характеристики называют спектральными линиями, или просто линиями, и полная совокупность излучаемых частот называется спектром атома.
Другой вид процессов столкновений электронов, который приводит к излучению, представляет собой отклонение электронов при взаимодействии их с другими частицами, такими как электрон, ион илн атомное ядро. Отклонение движущихся частиц от первоначального пути создает ускорение, и согласно электромагнитной теории, ускорение, получаемое частицами, вызывает излучение.
В противоположность излучению атома излучение, полученное в результате этого процесса, обладает широким спектром частот, так как угол, на который отклоняются электроны, и, следовательно, результирующие ускорения не квантованы. Электрон может потерять часть энергии вплоть до 100%- Можно показать, что при предельно высокой электронной плотности распределение излучения «непрерывного» спектра по частотам точно такое же, как и у черного тела при температуре электронного газа [Л. 1-2].
И
Изучение непрерывного спектра важно для некоторых видов разрядных ламп и краппе важно для учета потерь энергии в термоядерной плазме, но оно не существенно для ламп, о которых говорится в книге. Причиной этого является то, что излучение непрерывного спектра относительно малоэффективно. Большая область испускаемого излучения лежит вне пределов узкой полосы частот, которые воспринимаются глазом (соответствующие длине волн от 400 до 700 им).
В конце концов, излучение непрерывного спектра, вызываемое отклонением движения электронов, аналогично тому процессу, который обусловливает излучение нагретого металла и позволяет использовать в качестве источника излучения вольфрамовую нить в лампах накаливания (в которой к. п. д. превращения электрической энергии в световую составляет только около 5%). Единственное преимущество подобного процесса в разрядной лампе состоит в том, что в разрядной лампе возможно использование более высокой температуры (вольфрам плавится при 3655 К); при температуре около 6000 К почти 20% полного излучения черного тела лежит в видимой области спектра. Несравненным преимуществом излучения атомов в разряде является возможность выбора сорта атомов, из которых состоит газ; интенсивность излучения в желаемой области спектра может приближаться к интенсивности излучения черного тела (теоретический предел), но будет оставаться низкой или будет равна нулю в любой другой части спектора.
Таким образом, как будет показано в последующих главах, вполне возможно получить 40% и более общего излучения отдельных атомов, лежащего в видимой части спектра, что делает источник света исключительно эффективным.
Следовательно, электрический разряд в газе сочетает возможность выбора частоты спектра с возможностью превышения температуры над тон, которая может бшть достигнута у любого твердого или жидкого вещества. Так как действительная интенсивность излучения с данной частотой не может превышать интенсивность излучения черного тела для этой частоты, разряд в газе позволяет достигнуть более высоких интенсивностей желаемых частот и в то же время уменьшить энергию, затрачиваемую па излучение нежелаемых частот.
12
б)	Роль плазмы
Из § 1-3 а видно, что высокая концентрация свободных электронов необходима для получения максимума возбуждающих соударений атомов в газе. Тем не менее, свободные электроны отталкиваются друг от друга, поэтому невозможно было бы поддерживать необходимое число свободных электронов в газонаполненной трубке, если бы не было тесного взаимодействия отрицательно заряженных электронов с почти равным числом атомов, которые теряют электроны, или положительными нонами, как нх называют. В самом деле, тот самый процесс, который способствует образованию свободных электронов, одновременно приводит к образованию положительных нонов. Некоторые типы соударений вызывают возбуждение атомных электронных оболочек и могут привести к отрыву свободных электронов от атома, в результате чего появляются положительно заряженные осколки или ионы.
Получаемая смесь электронов и положительных нонов в разрядной лампе называется «плазмой». Процессы в ней единственные в своем роде, они имеют место при столкновении, взаимном притяжении противоположно заряженных электронов н нонов и взаимном отталкивании между нонами и между электронами соответственно. Наиболее важным свойством плазмы является то, что она почти не зависит от способа получения электронов н ионов и от нх движения; локальная концентрация электронов приблизительно равна локальной концентрации ионов (с точностью до малой доли процента).
Если локальный избыток положительных ионов, например, развивается при каком-либо процессе, он незамедлительно ликвидируется в результате взаимного отталкивания положительных ионов и притяжения электронов из окружающих областей. Это свойство плазмы является почти универсальным. Ученые, работающие в области физики плазмы, присвоили концентрации электронов и ионов термин «электронная плотность», никогда не упоминая о плотности ионов вообще. Будем использовать этот термин в книге. Всякий раз, когда слова «электронная плотность» появляются без упоминания о плотности ионов, это должно пониматься так, что опн равны.
Плазма в разрядных лампах обычно содержится внутри газонаполненной стеклянной колбы и создается при 13
прохождении через газ электрического тока, обеспечиваемого электронами. Поведение плазмы в пограничных слоях — второе свойство плазмы, очень важное для электрических разрядных ламп. Ключом к пониманию этого свойства является признание того, что плазма содержит большой резерв подвижных частиц обоих видов и что граничные условия обусловливают непрерывность тока. В стеклянных трубках, ограничивающих плазму, ток не может проходить по направлению к стенке. Потоки положительных ионов и отрицательных электронов должны быть одинаковыми. Болес легкие электроны обычно движутся быстрее, чем ноны, поэтому, если условие равной плотности сохраняется, ток приносит к стенке значительно больше электронов, чем ионов, в результате хаотичного теплового движения обоих видов зарядов. Соответственно стенка сама приобретает отрицательный заряд, выталкивающий электроны из узкой области около стенки, называемой «оболочкой». Отрицательный заряд на стенке притягивает положительные ионы из оболочки. Уменьшение электронного тока к стенке н увеличение ионного тока приводят затем эти оба процесса в равновесие. Силовые линии (или электрическое поле) от отрицательно заряженной стенки проникает только в оболочку, но не достигают главного «тела плазмы». Так как оболочка относительно тонка по сравнению с диаметром разрядной трубки, то главное «тело плазмы» более или менее изолируется от стенок.
Оболочки на электродах гораздо более сложны, так как условие непрерывности тока включает в себя способность электродов эмиттировать заряды так же хорошо, как и извлекать их из плазмы, но основной принцип по-прежнему тот же самый.
Поведение электродов в одном из типов люминесцентных ламп будет обсуждаться в гл. 4.
Другие свойства плазмы, которые представляют большой интерес для физики плазмы, такие как распространение электромагнитных волн в плазме, влияние магнитных полей на плазму, стабилизация плазмы магнитными полями, играют относительно малую роль.в электрических разрядных лампах и не будут рассматриваться.
1-4. НЕКОТОРЫЕ ОПРЕДЕЛЕНИЯ
Все газоразрядные лампы, описываемые в этой книге, Применяются, главным образом, для освещения; человеческий глаз служит приемником, который будет воспри-14
нимать н использовать энергию Излучения. Поэтому необходимо кратко обсудить свойства глаза и установить некоторые важные термины.
Наиболее важным свойством глаза является, конечно, то, что он воспринимает частоты только узкого участка спектра электромагнитных волн — от 400 до 700 нм*. Кроме того, глаз неодинаково воспринимает излучение в пределах этого участка спектра; кривая чувствительности изменяется в зависимости от условий освещения и, кроме того, отчасти изменяется у различных наблюдателей.
Рис. 1-1. Относительная реакция глаза иа излучения различных длин воли.
/ — реакция при сумеречном освещении (темновая адаптация);
2 — реакция при дневном освещении (световая адаптация). Кривая 2 имеет особое значение для целей освещения, поскольку в большинстве случаев искусственного освещения глазу приходится приспосабливаться к свету.
4Q0	500	600	700нм
Наконец, глаз ощущает свет различных длин воли, так же как и различных цветов. Глаз и ассоциированный в мозгу сигнал доставляют эту информацию человеку в виде двух различных, независимо ощущаемых сигналов «яркость» и «цвет», где цвет еще различается по оттенку и насыщенности.
На рис. 1-1 показана относительная чувствительность к видимому излучению различных длин волн при высоких (дневное зрение) и низких (ночное зрение) значениях плотности эффективного облучения сетчатки [Л. 1-3].
Нас будет интересовать только кривая для высоких значений плотности эффективного облучения, так как глаз адаптируется к свету быстрее, чем к темноте, для большинства уровней освещенности, установленных людьми, нормирующими свет. Кривая для высоких значений плотности эффективного облучения была получена усреднением результатов тщательно выполненных сравнительных расчетов при воздействии света различ-
* Длина волны света X=C/v, где v —частота, а С—скорость света. Хотя процессы получения света и его взаимодействия с веществом в основном зависят от частоты, они почти универсально характеризуются длиной волны.
15
иых длип волн, полученных рядом наблюдателей. Она была стандартизована в 1924 г. Международной комиссией по освещению (CIE), чтобы можно было проводить количественные фотометрические измерения [Л. 1-4].
Пользуясь кривой относительной видности излучения, можно установить связь между энергией излучения и световым потоком следующим образом: максимальное значение спектральной чувствительности при длине волны 555 нм и лучистой мощности 1 Вт численно равно световому потоку 680 лм *.
Таким образом, световой поток любого источника света может быть определен по его лучистой мощности путем умножения лучистого потока в ваттах при любой длине волны на относительную видность, взятую из кривой относительной видности излучения н на 680 лм/Вт и интегрирования в пределах видимой области спектра. Или, как это чаще всего делают, поток лампы может быть определен с помощью фотоэлементов, кривая относительной чувствительности которых корректируется фильтрами под стандартную кривую относительной чувствительности глаза (при высокой плотности эффективного облучения), отградуированную непосредственно в люменах.
Мы говорили раньше об «эффективности» источника света без определения самого термина. Мы не определили его потому, что имеется несколько различных способов оценки характеристик источников света. Будем применять термин «эффективность» для обозначения отношения, которое представляет часть мощности, превращенную в излучение, лежащее в пределах спектральной области от 400 до 700 им. Более удобной величиной для оценки источника света является отношение полного светового потока к затраченной мощности, которое называется световой отдачей и измеряется в лм/Вт.
Рисунок 1-1 показывает, что максимум световой отдачи при данной эффективности может быть получен, если источник света излучает только монохроматический зеленый свет 555 нм. Это верно только в том случае, если единственным критерием является количество света, по
* Эта кривая была выбрана таким образом, чтобы фотометрические единицы, определяемые с помощью этой кривой, были бы теми же самыми, как и прежние единицы, основанные на сравнительной фотометрии, приведенной к «стандартной свече», излучающей 4л лм.
16
скольку при этом не учитываются другие свойства глаза, связанные с цветностью*. Для многих зрительных задач восприятие цвета и различение цветовых объектов крайне важны. Объекты приобретают окраску за счет селективного отражения или поглощения различных длин волн света, падающего иа них. Голубой галстук, например, кажется голубым, потому что он отражает голубой свет н поглощает красный, желтый и зеленый. Если источник света имеет незначительную энергию, излучаемую в той области видимого спектра, которую глаз воспринимает как синюю (420—470 нм), то синий объект не может отразить ее и он будет выглядеть черным. Вот почему почти невозможно различить цвет синего костюма в магазине, освещенном, например, лампами накаливания, эти источники излучают очень незначительную энергию в синей части спектра по сравнению с другими областями спектра, поэтому желательно, чтобы источники света, разрабатываемые для различных целей освещения, излучали свет всех видимых длин волн с тем, чтобы все окрашенные объекты могли быть видны в их естественных цветах и оттенках.
Люди очень сильно отличаются друг от друга, поэтому очень трудно количественно оценить цветовые характеристики источника света. В общем случае, однако, общепринятым критерием является то, как выглядят люди прн освещении источником света. Если люди выглядят энергичными и живыми, значит цветовой баланс источника света приемлем для многих целей; если онн выглядят бледными, как мертвецы, нли больными, или если люди будут видеть друг друга иными, чем они выглядят при дневном освещении, то такой источник света неприемлем для общего освещения. Независимо от расы, основным цветом пигментации кожи является красный, поэтому источники света с достаточной красной частью в спектре излучения (620—700 нм) обычно приемлемы для многих целей. Как говорят французы, даже лягушка выглядит красивой прн свечном освещении, так как из-за низкой температуры пламени свечи красная компонента в нем особенно сильна по сравнению с зеленой и голубой.
* Для освещения шоссейных дорог освещенность значительно важнее цветности. В гл. 7 рассмотрим натриевые лампы низкого давления, излучающие монохроматический свет с длиной волны 590 нм, чувствительность глаза для которого составляет 520 лм/Вт. 2—69	17
Из рис. 1-1 видно, что глаз нс особенно чувствителен к красному цвету и чрезмерная концентрация энергии в красной части спектра приводит к низкой световой отдаче, поэтому всегда идут на компромисс, зависящий от области применения. Это особенно касается люминесцентных ламп, в которых разряд создает ультрафиолетовое излучение, которое затем преобразуется в видимое излучение с помощью люминофора, наносимого на стенки разрядной трубки. Путем выбора соответствующего люминофора может быть получено широкое разнообразие цветовых распределений с одинаковой эффективностью, но с различными световыми отдачами.
1-5. КРАТКАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА КНИГИ
В любой книге, охватывающей широкую область знаний, делается значительный отбор материала для рассмотрения в зависимости от того, является ли книга глубоким исследованием или обзорной работой. Выбор тем и значение, придаваемое им, неизбежно отражают собственные склонности автора, и эта книга не является исключением. Объем рассмотрения каждой из тем в этой книге зависит в большей степени от того, как много автор должен сказать и как много он может внести нового, основываясь на своих собственных знаниях н опыте, и необязательно отражает важность источника света.
В гл. 2—5 рассматриваются различные стороны работы люминесцентной лампы, в гл. 6 — ртутные лампы высокого давления; в гл. 7 — натриевые лампы низкого и высокого давления, в гл. 8—11 — металлогалогенные лампы — новейший тип в семье газоразрядных ламп, а в гл. 12 — схемы включения газоразрядных ламп.
Глава вторая
РАЗРЯДЫ В СМЕСИ РТУТИ С ИНЕРТНЫМ ГАЗОМ И ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ЛАМПЫ
2-1. ВВЕДЕНИЕ
Электрические разряды в газах при низком давлении были известны почти с того времени, как были изобретены методы удаления воздуха из сосуда. В 1750 г. Ф. Хэксбн (F. Hawksbee) получил впервые в истории тлеющий разряд путем создания электростатического 18
разряда по поверхности стеклянной трубки, нз которой ои удалил воздух с помощью вакуумных насосов. В 1850 г. Г. Гейслер (Н. Geissler) открыл, что разряд в газе при низком давлении даст излучение со спектром, характерным для данного газа, одновременно им был найден способ производства неона и заложены основы науки спектроскопии.
При правильном подборе газов Гейслер смог получить свет почти всех цветов. Первое применение этого принципа было осуществлено на выставке многоцветных огней, примененных для подсветки бриллиантов на юбилее королевы Виктории. Вызывает иронию, что эта выставка в честь монарха, имя которого связано с большим консерватизмом, была первым прообразом неоновых джунглей, которые сейчас наводняют улицы и шоссейные дороги большинства городов мира. Спустя столетие П. Купер-Хюитт (Р. Cooper-Hewitt) усовершенствовал и выпустил на рынок серию парортутных ламп низкого давления, которые генерировали свет в видимой области спектра ртути: зеленовато-голубой свет с большим дефицитом в красной части спектра. Эти лампы были широко использованы для промышленного освещения (несмотря на то, что они делали человека похожим на ходячего мертвеца), так как они были в несколько раз эффективнее, чем лучшие лампы накаливания с угольной нитью накала, имеющие более низкие световую отдачу и срок службы. Постепенно парортутные лампы были вытеснены газонаполненными лампами накаливания с вольфрамовой питью накала.
Все этн разрядные приборы характеризовались сравнительно низкой селективностью: электрическая энергия, подводимая к разряду, рассеивалась различными путями. Упругие соударения электронов с атомами газа, превращающие энергию в тепло; возбуждение многих спектральных линий и неэффективность электродов в отношении излучения — все это в результате приводит к рассеиванию энергии на многие процессы н ни один нз процессов не является преобладающим. Следовательно, такие устройства были сравнительно неэффективны как источники света.
Однако в 1920 г. почти одновременно в нескольких местах было открыто, что разряд в смеси паров ртути при определенном оптимальном давлении и инертного газа при давлении в несколько сотен раз выше оказался 2*	19
чрезвычайно эффективным для преобразования электрической энергии в ультрафиолетовое излучение (УФ) 2. Почти 60% электрической энергии однородного столба разряда может быть полностью превращено в излучение единственной резонансной линии спектра ртути с длиной 253,7 нм, начинающейся на уровне 63 Рг и оканчивающейся на уровне б1 А’о— основном состоянии атома ртути. Развитие ламп, экономичных в практическом отношении, основанных на этих принципах, потребовало двух других изобретений, таких как: подходящий люминофор для нанесения на стенки трубки, чтобы превращать невидимое ультрафиолетовое излучение в видимый свет, и эффективные электроды с большим сроком службы. Все это было получено в конце 1930 г., а в 1940 г. люминесцентные лампы стали коммерческой реальностью.
Успешное внедрение люминесцентных ламп потребовало значительного переворота, поскольку, как увидим далее, люминесцентные лампы не могут работать в патронах ламп накаливания и требуют специальных вспомогательных приспособлений (известных как балласты), а ничего этого еще не было. Развитие и выпуск на рынок законченных новых систем было значительно ускорено тем, что страна находилась в состоянии войны и построенные вновь предприятия нуждались в новом способе освещения, который обеспечивал бы гораздо больше света при данных затратах электроэнергии, запас которой был невелик.
С тех пор, как первоначально (1940 г.) начато промышленное производство ламп мощностью 40 Вт длиной 120 см и диаметром 38 мм, не произошло никаких существенных изменений в газоразрядных компонентах. Наполняющим газом по-прежнему остался аргон, хотя давление аргона снизилось с 450 Па (3,5 мм рт. ст.) до 325 Па (2,5 мм рт. ст.), оптимальное давление паров ртути по-прежнему составляет 0,8—1,3 Па (6—10-10~3мм рт. ст.), что достигается при работе лампы с избытком ртути при температуре на стенках трубки около 40°С. Разрядный ток равен по-прежнему 425 мА, падение потенциала па дуге 105 В. Много было сделано по улучшению электродов и люминофора, что иллюстрируется кривыми световой отдачи средней лампы в зависимости от времени для 1940 и 1968 гг., показанными на рис. 2-1.
Были достигнуты большие успехи и в понимании основных физических явлений, от которых зависят ха-20
рактеристики люминесцентных ламп. Эти успехи позволили создать много других типов люминесцентных ламп, работающих при других условиях с такой же высокой эффективностью. В этой главе приведем характеристики этого своеобразного газоразрядного прибора и рассмотрим
физические явления, ответственные за эти свойства, зафиксировав внимание прежде всего на физике явлений. В следующих главах рассмотрим проблемы зажигания ламп и работу электродов лампы. Наконец, в гл. 5 при-
F, 9000
zooo
1968
5000 1ОООО /5000 Ч
Рис. 2-1. Сравнение характеристик люминесцентных ламп мощностью 40 Вт для 1940 и 1968 гг.
t
ведем относительно элементарную математическую модель положительного столба такого разряда и продемонстрируем, как она может быть использована для расчета характеристик в разряде. Совсем не будут рассмотрены проблемы люминофора, прогресс в развитии люминофо
ра или понимание процессов, происходящих в люминофорах, поскольку на это понадобится целая книга. Однако часто будет ссылка на люминофоры в том смысле, что слова «выход света» и «выход излучения»(235,^/ нм употребляются как синонимы слов к. п. д. и люмен на ватт (световая отдача). Это оправдано тем, что для любого данного люминофора выход видимого света в зна-  чительной степени пропорционален интенсивности УФ излучения 253,7 нм, падающего на него.
2-2. ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА РАЗРЯДА В СМЕСИ РТУТИ С ИНЕРТНЫМ ГАЗОМ ПРИ НИЗКОМ ДАВЛЕНИИ
а)	Положительный столб разряда или плазма
Энергетический баланс
Первое свойство, которое опишем, было уже упомянуто: это эффективность, с которой разряд преобразует электрическую энергию в ультрафиолетовое излучение. Этот эффект требует, ро-первых, чтобы потери на излучение преобладали над другими двумя важными потерями энергии в плазме: потерями на ионизацию и потерями на упругие столкновения. Чтобы понять, как это
21
происходит, необходимо кратко исследовать процессы преобразования энергии в плазме разряда в общем случае, а затем применить эти понятия к данному особому случаю.
Плазма разряда представляет собой проводящую среду, состоящую из приблизительно равных количеств свободных электронов и ионов в газе. Сохранение этой проводимости требует образования электронно-ионных пар с той же скоростью, с которой они теряются. В плазме разряда низкого давления основным процессом, способствующим рекомбинации, является амбиполярная диффузия электронов и ионов к стенкам трубки и рекомбинация на стенках, которая превосходит рекомбинацию в объеме. Следовательно, скорость потерь и требуемая скорость образования зарядов зависят от диаметра трубки и давления наполняющего газа.
Источником электрической энергии, поступающей в плазму, являются ускоренные электрическим полем внутри плазмы, электроны. Положительные ионы, поскольку их масса значительно больше, чем у электронов, приобретают значительно меньшие скорости и поэтому несущественны в процессах поступления энергии. Электроны, ускоряемые электрическим полем, приобретают энергию; они совершают упругие соударения с атомами газа, которые отражают их с незначительными потерями энергии; они соударяются друг с другом с обменом энергией, и они совершают неупругие соударения с атомами газа. При этом ионизируют атомы или возбуждают их до более высоких энергетических состояний, с которых атом излучает.
В результате этого множества взаимодействий с электронами электронный «газ» в плазме приобретает определенное распределение по скоростям. В случае разряда в смеси ртути и инертного газа это распределение почти сферически симметричное и максвелловское. Это значит, что существует почти одинаковое число электронов, движущихся в различных направлениях, и распределение скоростей в электронном газе описывается формулой Максвелла — Больцмана
да-Ж'* <*»
где U=Mv2/2; Т — параметр.
В системе с термодинамическим равновесием, в которой все компоненты подчиняются (2-1), Т — темпера-22
Рис. 2-2. Максвелло-больцмановское распределение для двух значений электронных температур, которые характерны для люминесцентных ламп. Показана для сравнения энергия некоторых типичных состояний для ртути и аргона.
тура. Для удобства дадим ей индекс и назовем ее Те — электронная температура.
На рис. 2-2 показано это распределение для двух электронных температур вместе с энергией нескольких важных состояний ртути и аргона.
Существует, конечно, дрейфовое движение электронного облака вдоль линий
электрического поля, но
«дрейфовая скорость» в общем случае составляет только 1 или 2% «беспорядочной скорости», с которой отдельные электроны движутся во всех направлениях. Можем рассматривать электронный газ в такой плазме скорее как «дрейфовый полет пчел», чем как «направленный
полет пуль».
Электронная температура тогда определяется балансом между энергией, подводимой к электронному газу за счет его дрейфового движения вдоль электрического поля, и потерями энергии электронным газом за счет ионизации, упругих соударений и возбуждения. Электроны распределяют подводимую энергию таким образом, чтобы сохранить распределение скоростей, показанное на рис. 2-2, где температура Те определяется балансом энергии.
В стационарной плазме, т. е. в такой плазме, где плотность электронов и ионов не изменяется во времени, скорость образования электронно-ионных пар должна быть точно такой же, как и скорость их исчезновения. Скорость образования электронных и ионных пар сильно зависит от электронной температуры, так как доля электронов, которые имеют энергию, достаточную для ионизации атома (т. е. больше чем 10,4 В для ртути), увеличивается экспоненциально с ростом температуры (рис. 2-2).
23
Следовательно, в разряде, в котором диффузия Является преобладающим механизмом ионизационных потерь, устанавливается характерная электронная температура, при которой разряд сохраняет стабильность, определяемую диаметром трубки и давлением газа. Электрическое поле в плазме должно поэтому быть таким, чтобы обеспечить точно ту электронную температуру, которая уравновешивает потери энергии электронным облаком. Это обычно достигается при работе разрядных устройств в цепях с последовательно соединенным сопротивлением, так что разность потенциалов между электродами уменьшается с увеличением тока. Тогда обеспечивается устойчивый рабочий ток, при котором разность потенциалов, а поэтому и электрическое поле в плазме имеют значение, необходимое для поддержания электронной температуры на определенном уровне.
Распределение потерь энергии электронным газом между потерями на упругие соударения, потерями на возбуждение, приводящими к излучению, и потерями на ионизацию также зависит от электронной температуры. При упругом соударении движущегося электрона с атомом, которое заканчивается отражением электрона, электрон отдает часть своей энергии атому, в среднем (8/3) (т/2И), где т — масса электрона и М — масса атома. Так как rnfM мало (около 1/75000 для электронов и атомов аргона), потеря энергии при одном соударении невелика, но число соударений в единицу времени большое, так что упругие соударения вызывают значительную потерю энергии. Потеря энергии на соударение пропорциональна энергии электрона, и в среднем эта потеря энергии увеличивается почти прямо пропорционально электронной температуре. Общая потеря энергии на электрон в среднем пропорциональна числу соударений в единицу времени, поэтому эта потеря энергии увеличивается пропорционально концентрации атомов в газе.
Возбуждение атома, с другой стороны, требует минимального значения электронной энергии, равного разности между энергией того состояния, до которого атом должен быть возбужден, и энергией его нормального состояния. Напротив, доля электронов, имеющих достаточную энергию для возбуждения атомов, обычно изменяется почти экспоненциально с электронной температурой. Поэтому по сравнению с упругими соударениями воз-24
буждающие соударения сравнительно редки, так как только небольшая часть электронов имеет энергию, достаточную для совершения этого процесса; однако те электроны, которые приводят к возбуждению атомов, отдают большую часть своей энергии возбужденному атому. Таким образом, возбуждающие соударения играют важную роль в балансе энергии.
Рассмотрение рис. 2-2 показывает, что для электронных температур, соответствующих кинетической энергии электронов, равной примерно 1,602-10-19 Дж, большая доля электронов имеет энергию, достаточную для возбуждения атомов ртути, но меньшую чем это требуется для возбуждения атомов аргона. Поэтому, пока электронные температуры в ртутно-аргоновом разряде находятся в указанных пределах, возбуждение аргона отсутствует или оно очень слабое; вся потеря энергии на возбуждение определяется затратами энергии на возбуждение атомов ртути.
Ионизация атома для образования новой ионно-электронной пары является также электронным соударением, которое отбирает энергию от электронного газа. Однако скорость протекания этого процесса определяет все остальные процессы, и в типичном разряде только очень немногие электроны в плазме обладают энергией, достаточной для ионизации атомов.
Последним процессом соударения электронов, который представляет интерес, является электронно-электронный удар. Частота таких соударений велика: обе частицы заряжены и действуют друг на друга на значительном расстоянии, электронные пути в плазме пересекаются, так как при соударении с атомами инертного газа электроны отражаются так, что они не все движутся параллельно оси трубки. Кроме того, поскольку оба электрона при встрече имеют одинаковые массы, обмен энергией между ними значителен. Применение статистической механики к взаимодействию множества электронов, имеющих определенную общую энергию, предсказывает, что распределение электронных скоростей будет подчиняться функции Максвелла — Больцмана согласно уравнению (2-1), поэтому распределение в разряде ртуть — инертный газ близко к функции Максвелла — Больцмана даже при отсутствии электрон-электронных соударений; наличие этих соударений достаточно для образования распределения, практически не отличающего
25
ся от распределения Максвелла — Больцмана [Л. 2-1]. Энергия, передаваемая отдельным электронам электрическим полем, распределяется между ними таким образом, чтобы установилось распределение в электронном газе, соответствующее температуре Те. Тогда электронный газ взаимодействует с ртутью и аргоном, теряя энергию и образуя ионы со скоростью, определяемой Те. В разряде ртуть — инертный газ одной из основных функции инертного газа является снижение скорости диффузии электронов и ионов к стенке. Все 5то оказывает влияние на регулирование электронной температуры до требуемого оптимального уровня. Оптимальный уровень качественно должен быть, с одной стороны, достаточно высоким для того, чтобы потери на возбуждение и излучение (экспоненциально зависящие от Те) значительно превосходили потери на упругие соударения (линейно зависящие от Те), а с другой стороны, достаточно низким, чтобы возбуждение требуемого состояния атома ртути (3Рь потенциал возбуждения из основного состояния 4,86 В) преобладало над возбуждением всех более высоких энергетических состояний.
Скорость возбуждения единичного уровня Е в атоме может быть выражена приблизительно следующим образом:
/? Ce~eElk1\	(2-2)
когда электронный газ в плазме имеет максвелловское распределение. Если атом имеет только три состояния (основное состояние, состояния Ех и Е2) общая скорость возбуждения равна:
R=C,e~eE'lk^-[-Cie~eE1/kre.
Если излучение принимается исходящим с более низкого возбужденного состояния, доля общей подводимой энергии, которая идет на возбуждение требуемого состояния (в конечном счете, излучающего), составляет: Р _ Я,_________С,е~еЕ'1кТг’ ________________1___________
R ~ Cte~eE'/kTe + Сге~еЕ,1кТе	Г + (С2/С,) е~е (Е‘~Е^кТе ’
(2-3)
Ясно, что если Те увеличивается, экспонента в знаменателе увеличивается и доля общей энергии, которая идет на возбуждение требуемого состояния, уменьшается. ?б
Рис. 2-3. Энергетическая диаграмма уровней для ртутн, показывающая уровни и основные линии излучения. Все длины волн даны в нанометрах.
излучение, на несколь-
Так, получилось, что у ртути энергия возбуждения состояния 6 3Р1, с которого испускается требуемое излучение, меньше потенциала ионизации, а энергия следующей самой высокой группы состояний, с которых испускается сравнительно бесполезное видимое ко вольт выше состояния 3Рь На рис. 2-3 показана упрощенная диаграмма энергетических уровней. Следовательно, электронные температуры, при которых 70—80% общей энергии возбуждения приходится на требуемый уровень, могут быть достаточно высокими, чтобы потери энергии на возбуждение могли превышать потери на упругие соударения в 4 или 5 раз, что реализуется при неслишком высоком давлении инертного газа.
Другим фактором, который благоприятствует этому положению, является то, что излучающий уровень 3Pi находится между двумя метастабильными состояниями 3Р0 при потенциале возбуждения 4,7 В и 3/% при 5,5 В. Атомы, которые возбуждаются до этих состояний, не могут излучать с переходом в основное состояние, так как эти переходы исключаются правилами отбора. Следовательно, возбудившись до одного из этих состояний, атом должен оставаться в таком состоянии до тех пор, пока что-нибудь не случится. Одним из наиболее вероятных случаев является то, что какой-нибудь другой электрон соударится с ним. В большинстве случаев атом в состоянии 3Р0 возбуждается до состояния 3Л или атом в состоянии 3Рг за счет тушения переходит в состояние 3Pi. Оба этих процесса имеют большую вероятность, так как все электроны, прошедшие разность потенциалов 0,3 В и больше, могут совершать первый вид соударений и все электроны могут участвовать в тушении.
27
В действительности, существуют три пути, при которых атом может быть возбужден до состояния 3Р\, которые делают постоянную С\ в (2-2) большой. Это означает, что отношение С2/С1 в (2-3) мало, что благоприятствует тому, что большая доля общей энергии возбуждения достигает первого уровня.
Результирующим эффектом этого благоприятного сочетания обстоятельств является то, что распределение потерь энергии на единицу длины положительного столба такого разряда в смеси ртуть — разреженный газ обычно таково:
Потери на	ионизацшо, %...............................1
Потери на	упругие столкновения, %.....................28
Потери на	„бесполезную" радиацию,	%..................6
Потери на ультрафиолетовое излучение с длиной волны 253,7 нм,
»/о.................................................65
Дав	в общих чертах описание основных процессов
в смеси ртути и инертного газа, перейдем к более подробному рассмотрению специфических свойств люминесцентных ламп и других процессов, происходящих в таких газоразрядных лампах.
Зависимость свойств ламп от исходных параметров
С помощью рис. 2-4 попытаемся ответить на вопрос, почему люминесцентные лампы имеют большую длину и трубчатую цилиндрическую форму, а не делаются короткими и толстыми? На рис. 2-4,а дана зависимость эффективности УФ резонансного излучения от диаметра
Рис. 2-4. Завнснмость световой отдачи от диаметра трубки (а) н 01-длины дуги (б).
28
трубки [Л. 2-2]. На рис. 2-4,6 представлена зависимость к. п. д. УФ излучения для трубок диаметром 38 мм от длины, работающих при одинаковом токе [Л. 2-2]. Значения эффективности приведены в лм/Вт, но, как уже отмечено, они пропорциональны к. п. д. УФ излучения. Поскольку данные были взяты из [Л. 2-2], абсолютный масштаб световой отдачи не отражает тех реальных успехов, которые были достигнуты в эксплуатационных характеристиках люминофора после 1954 г. Чтобы получить соответствующую кривую на 1968 г., нужно умножить все значения в лм/Вт на коэффициент 1,35.
Зависимость от длины трубки может быть легче всего понята, поэтому рассмотрим ее первой.
Потребление мощности в разряде складывается из мощности, потребляемой в областях у электродов, которые дают сравнительно небольшое УФ излучение, и мощности, потребляемой в положительном столбе раз ряда, который является основным источником УФ излучения. Рисунок 2-4,6 отражает тот факт, что потребление мощности на электроде зависит от разрядного тока и наполняющего газа (оба эти параметра на рис. 2-4,6 постоянны, независимо от длины), потребление мощности в положительном столбе прямо пропорционально длине дуги, потому что существует однородное продольное электрическое поле в положительном столбе, и потребление мощности в столбе равно произведению напряженности осевого поля, тока и длины. Чем длиннее трубка, тем большая часть общей подводимой энергии потребляется положительным столбом и тем больше к. п. д. лампы приближается к к. п. д. бесконечно длинной лампы.
Наличие максимума на кривой зависимости к. п. д. от диаметра (рис. 2-4,а) предполагает существование двух противоположных процессов. Сначала рассмотрим, почему к. п. д. уменьшается с увеличением диаметра лампы. Ультрафиолетовое излучение, которое является основным видом излучения в этом разряде, появляется в результате перехода атома ртути в основное состояние. Следовательно, атомы ртути в основном состоянии (а 99% из них находятся в этом состоянии в любой данный момент) могут вновь поглощать фотоны УФ до того, как они успеют покинуть трубку. Этот процесс сам по себе не вызывает потерь энергии, так как очень вероятно, что атом ртути, который поглощает УФ фотон, вновь
29
ёГО излучит. Таким образом, фотон не теряется в процессе поглощения.
В действительности в среднем фотон УФ поглощается и излучается от 100 до 1000 раз, пока не покинет трубку. Этот процесс в литературе называется «пленением» или «задержкой» резонансного излучения. Каждый раз, когда фотон поглощается, возникает на время возбужденный атом ртути; однако имеется некоторая вероятность того, что его энергия может быть рассеяна при тушащем соударении с атомом газа или атом ртути может быть возбужден при соударении с электроном до более высоких энергетических уровней, которые в конечном счете излучают «бесполезное» (не УФ) излучение. Чем дольше в среднем УФ фотон не сможет покинуть колбу, тем больше вероятность того, что появляются другие виды потерь и тем ниже общий к. п. д. УФ излучения. Ясно, что чем больше диаметр трубки по сравнению с длиной свободного пробега среднего фотона перед абсорбцией, тем большее количество раз фотон будет поглощен и излучен перед тем, как покинет колбу, и тем дольше он не сможет покинуть ее и тем меньше будет эффективность УФ излучения, поэтому, когда пленение играет большую роль, к. п. д. уменьшается с увеличением диаметра трубки.
Вторая сторона максимума на рис. 2-4,а более сложная, потому что она зависит не от одной, а от нескольких причин сразу. Как мы увидим в последующих главах, если диаметр трубки уменьшается, скорость исчезновения электронов и ионов у стенки трубки увеличивается. Поскольку образование каждой электронно-ионной пары требует потенциала 10,4 В (все положительные ионы — это, главным образом, ионы ртути), а количество электронов и ионов должно быть постоянным, чтобы сохранить постоянную проводимость столба плазмы, то ионизация приводит к потере энергии, которая увеличивается с уменьшением диаметра. Однако сама по себе потеря энергии на ионизацию не может привести к такому большому различию, так как в общем случае она мала. Но более высокая скорость исчезновения электронно-ионных пар на стенках трубки меньшего диаметра требует более быстрого образования электронов и ионов, это в свою очередь означает, что электронная температура должна стать более высокой.
Более высокая электронная температура уменьшает
30
долю энергии, идущей на возбуждение требуемого состояния 3Pi, в соответствии с (2-3). В связи с этим эффективность УФ будет уменьшаться. Это частично компенсируется использованием более высоких давлений инертного газа в лампах с малым диаметром, чтобы ограничить увеличение электронной температуры. Более высокие электронные температуры означают пропорционально большее увеличение возбуждения состояния 'Pi (6,7 В) и увеличение выхода УФ излучения линии 185 нм, которое вызывает повреждение люминофора. Естественно, что более высокие давления инертного газа приводят к увеличению потерь на упругие соударения и к дальнейшему снижению к. п. д.
Давление аргона , Ла
Рис. 2-5. Зависимость к. п. д. от давления наполняющего аргона для ламп диаметром 38 мм.
Температура стенки, °C
Рис. 2-6. Зависимость относительного к. п. д. для ламп диаметром 38 мм от температуры стенки трубки.
На рис. 2-5 показана зависимость к. п. д. ламп диаметром 38 мм от давления наполняющего аргона при работе на постоянном токе (значения к. п. д. надо умножить на 1,35, чтобы получить соответствующую кривую на 1968 г.) [Л. 2-2]. При низких давлениях аргона к. п. д. увеличивается с увеличением давления, так как происходит уменьшение скорости потерь на ионизацию, а следовательно, и уменьшение электронной температуры; при этом увеличивается эффективность возбуждения состояния SP\ согласно (2-3). Однако при давлении свыше 130—200 Па (1—1,5 мм рт. ст.) к. п. д. уменьшается с увеличением давления аргона, так как увеличиваются потери на упругие соударения с увеличением давления аргона и уменьшается общий выход излучения вследствие уменьшения электронной температуры.
31
Зависимость к. п. д. от температуры стенки, показанная на рис. 2-6 [Л. 2-4], может быть понята из того факта, что люминесцентные лампы изготовляются с избыточным количеством ртути, чтобы обеспечить ее достаточный запас в течение всего срока службы лампы. Давление ртути в лампе определяется температурой самой холодной зоны трубки. При низких давлениях ртути к. п. д. увеличивается с увеличением давления, так как при увеличении давления увеличивается концентрация возбужденных атомов ртути, за счет этого увеличивается выход УФ. При высоких давлениях паров ртути увеличение давления паров ртути уменьшает эффективную длину свободного пробега фотона, за счет этого увеличивается влияние пленения резонансного излучения. Таким образом, при высоких давлениях ртути к. п. д. должен уменьшаться с увеличением давления ртутных паров.
Именно этот эффект определяет серьезный недостаток люминесцентных ламп: зависимость их характеристик от окружающей температуры. При применении внутри помещения осветительная арматура используется также в качестве воздухораспределяющих элементов в системе кондиционирования воздуха. Однако не всякая арматура в установке используется с этой целью, поэтому лампы в ряде осветительных установок могут иметь различную световую отдачу в зависимости от температурного режима в светильнике. В установках уличного освещения светильники обычно конструируются так, чтобы температура внутри них была достаточно высокой, для того чтобы лампы могли работать при температуре приблизительно до —30°С. Неизбежно, что при наружных температурах + 35°С они будут слишком перегреваться.
Следует заметить, что полезно ввести специальную терминологию для другого специфичного свойства ртути. Дело в том, что природная ртуть существует в виде пяти изотопов приблизительно равных концентраций. Резонансная линия УФ с длиной волны 253,7 нм слегка отличается по длине волны для каждого из них, и перекрываются они очень мало, поэтому каждый изотоп ртути может поглотить только те фотоны, которые были испущены таким же изотопом [Л. 2-5]. В результате этого давление ртутных паров, которое может быть использовано в лампе из-за существенного ограничения выхода резонансного излучения за счет процесса плене-32
ния излучения, в 5 раз больше, чем если бы ртуть существовала в природе только в виде одного изотопа (как, например, натрий).
На рис. 2-7 показано еще одно свойство люминесцентной лампы, которое будет важно для данного анализа [Л. 2-6]. Если давление ртути постоянно, а ток при данном диаметре трубки увеличивается, то выход УФ увеличивается до насыщения, после чего остается постоянным. Потери на упругие соударения и на возбуждение «бесполезного» (^е УФ) излучения продолжают расти,
Рис. 2-7. Зависимость выхода УФ излучения с 1=253,7 нм ог тока (схематичн®) (а) н к. п. Д. генерации УФ излучения с 1=253,7 нм от тока (схематично) (б),
так что к. п. д. сильно уменьшается с увеличением тока. Причина этого заключается в том, что кроме процесса возбуждения атомов с более низкого на более высокий энергетический уровень электронами с достаточной для этого энергией (которые при этом теряют кинетическую энергию, равную той, которая отдается атому) имеет место обратный процесс. Он заключается в том, что медленный электрон, соударяясь с возбужденным атомом, может взять назад энергию возбуждения в виде кинетической энергии, оставляя атом в более низком энергетическом состоянии. Такие соударения называются «соударениями второго рода».
При полном термодинамическом равновесии в системе, в которую излучение не поступает и не выходит из нее и все компоненты которой имеют одинаковую температуру, число ударов второго рода должно быть равно числу возбуждающих соударений для каждого уровня, так что заселенность атомов в каждом состоянии остается постоянной. В состоянии термодинамического равновесия отношение концентрации атомов в t-м состоянии 3—69	33
tii к концентрации в основном состоянии п0 определяется формулой Больцмана
e~eEi"<T па g0
(2-4)
где g — статистический вес состояний.
В газоразрядной лампе излучение покидает систему, так что полного термодинамического равновесия нет. Однако при наличии в плазме достаточно высокой концентрации электронов частота возбуждающих и тушащих соударений становится гораздо выше частоты излучающих переходов. Это особенно верно для резонансных переходов, для которых пленение значительно увеличивает эффективную продолжительность жизни возбужденных состояний. Когда концентрация электронов достаточно велика, так что излучающие переходы оказывают сравнительно малое влияние на общее количество переходов в данное состояние и обратно, концентрация атомов в данном состоянии близка к той, которая описывается (2-4). При этих условиях состояние обозначается как локальное термодинамическое равновесие ЛТР.
Одной из причин того, что выход УФ излучения растет с ростом тока, является приближение ^-системы резонансных и метастабильных уровней ртути к ЛТР с электронным газом. Так как концентрация возбужденных атомов ртути п* стремится к постоянному значению, а выход УФ излучения пропорционален н*/т, где т' — средняя эффективная продолжительность жизни резонансного фотона, то выход УФ излучения также приближается к постоянному значению.
Однако нельзя сказать, что насыщение обусловлено только этой причиной. Хотя 3Р-система еще не достигла ЛТР, выход УФ достигает постоянного уровня. Это в значительной степени обусловлено уменьшением электронной температуры с увеличением концентрации электронов и тока. Если запишем действительную плотность атомов ртути в состоянии 3Р[ как
_IkT
Лг — {гПгЛТР=^rn« (grIgo)e	>
T	^-eErlkTe
то можно видеть, что она зависит от / е, так как е уменьшается, заселенность уровней при ЛТР уменьшается со скоростью примерно такой, как fr, в то время как доля от заселенности уровней при ЛТР, которой достиг-34
ла система, увеличивается. Абсолютная плотность pTyt-ных атомов на более высоких энергетических состояниях поэтому остается приблизительно постоянной [Л. 2-7].
В случае типичной лампы мощность 40 Вт, уровень насыщения светового потока, достигаемый при увеличении тока при постоянной температуре стенки трубки за счет водяного охлаждения, в 2,5 раза выше светового потока, получаемого при номинальном токе.
Факт, отмеченный ранее, что при всех постоянных параметрах электронная температура уменьшается с увеличением разрядного тока, дает возможность понять другой важный процесс в ртутно-газовом разряде низкого давления. Это явление называется «ступенчатой ионизацией».
При рассмотрении энергетического баланса плазмы такого разряда была высказана точка зрения, что в устойчивом состоянии электронная температура стремится к значению, необходимому для образования новых ионов и электронов взамен исчезнувших, и что это в свою очередь определяет продольное электрическое поле и падение потенциала. Ничего не было сказано о процессе ионизации, за исключением того, что предполагалось, что степень ионизации, приходящаяся на электрон, является функцией только электронной температуры и плотности ртутных атомов. Это верно только частично.
Ионизация может иметь место в результате нескольких процессов: или в результате соударения электрона с энергией больше 16,6-IO”19 Дж (10,4 эВ) с нормальным атомом ртути, или в результате соударений электрона с возбужденным атомом, когда кинетическая энергия электрона больше, чем разность между потенциалом ионизации и потенциалом возбуждения. Например, электрон с энергией больше 7,5-10”19 Дж (4,7 эВ) может ионизировать атом ртути, находящийся на верхнем мета-стабильном уровне 63Рг. В то время как совершенно очевидно, что только небольшая часть атомов ртути находится в возбужденных состояниях при типичных условиях разряда, большая часть электронов в плазме разряда имеет кинетическую энергию, достаточную для ионизации возбужденных атомов. Кроме того, в общем случае эффективное поперечное сечение возбужденных атомов для ионизации больше, чем сечение нормальных атомов [Л. 2-8], таким образом, общая скорость возникновения
3*	35
новых электронно-ионных пар при электронном ударе с возбужденными атомами обычно сравнима или выше, чем при соударении электронов с нормальными атомами.
Таким образом, пока концентрация возбужденных атомов в разряде увеличивается с увеличением концентрации электронов и тока, степень ионизации в расчете на средний электрон при заданной температуре также должна увеличиваться с током. Например, предположим, что при токе /1 99% атомов ртути находятся в основном состоянии, а электронная температура, равная Те\, обеспечивает образование jR новых электронно-ионных пар в 1 с в расчете на один атом и один электрон. Предположим далее, что 1 % атомов ртути в возбужденных состояниях имеют число ионизации на один атом и электрон, равное 100/?. Тогда общее число ионизаций на один электрон будет:
/?1=0,99/?+0,01 (100/?)=1,99/?.
Предположим теперь, что ток был увеличен до значения /2=3/1, при котором 2% атомов ртути находится в возбужденных состояниях, 98%—в основном, а число ионизаций нормальных и возбужденных атомов на один атом и электрон не изменилось, тогда
/?2=0,98/?+0,02(100/?) =2,98/?,
т. е. число ионизаций на один электрон увеличилось почти на 50%.
В разряде, где процессы диффузии играют важную роль, скорость потерь ионов и электронов из плазмы на стенках пропорциональна первой степени концентрации электронов и ионов; т. е. скорость исчезновения на один электрон постоянна и не зависит от концентрации электронов, а следовательно, и тока, поэтому система, в которой скорость исчезновения на каждый электрон не изменяется с током, а число ионизаций в расчете на электрон увеличивается с током, не может находиться в устойчивом состоянии.
В результате электронная температура, требуемая для поддержания скорости ионизации в расчете на один электрон, равной скорости исчезновения зарядов, уменьшается с увеличением тока. Согласно ранее отмеченному доводу продольное электрическое поле (а следовательно, падение потенциала), требуемое для обеспечения 36
стационарного состояния разряда при данном токе, уменьшается с ростом тока.
Это показано на рис. 2-8, на котором изображена зависимость падения потенциала от тока при постоянном давлении паров ртути — кривая 1 — и для давления паров ртути, определяемого температурой стенки трубки (а следовательно, разрядным током и мощностью) — кривая 2 [Л. 2-4]. Можно видеть, что падение потенциа-
Рис. 2-8. Зависимость падения потенциала в разряде от тока для ламп диаметром 38 мм. Кривая 1 снята при постоянном давлении паров ртути (температура стенки трубки равна 40°С); кривая 2 снята при температуре стенки трубки, определяемой разрядным током и окружающей температурой (23°С). Эти кривые можно считать геометрическим местом
тех точек (Ш), для которых скорость изменения во времени кон-dn.,,
цеитрации электронов, равна нулю. Для точек выше и справа
dne
больше нуля (образование электронов превышает их потерн),
концентрация электронов со временем увеличивается. Для точек, ле-dne
жащих ниже и слева, меньше нуля.
ла уменьшается также с увеличением давления ртути. Это является результатом действия двух факторов. Большее давление паров ртути обеспечивает больше ионизируемых атомов ртути, увеличивая скорость ионизации при. данной электронной температуре и требуя более низкой электронной температуры для поддержания стационарного состояния.
Большее давление ртути, кроме того, увеличивает пленение резонансного излучения и уменьшает потерю энергии разрядом, за счет чего уменьшается осевой гра-
37
дйепт потенциала, требуемый для Сохранения данной электронной температуры.
Из-за наличия падающей вольт-амперной характеристики говорят, что разряд имеет «отрицательное» сопротивление. Это создает проблему компоновки электрической схемы для работающих ламп. В общем случае для того, чтобы вызвать ионизацию в газе и зажечь разряд, требуется напряжение, превышающее рабочее напряжение лампы. Это напряжение называется «напряжением зажигания» U3. Если напряжение зажигания приложить прямо к выводам лампы без последовательного соединения с сопротивлением, газ будет ионизироваться. Спустя некоторое время после этого рабочая точка (г, U) разряда будет находиться где-то на линии постоянного напряжения U=U3, находящейся в области, для которой скорость ионизации превышает скорость рекомбинации и dneldt>0. Таким образом, со временем пе непрерывно растет, а вместе с ней — и разрядный ток лампы. Следо-дователыю, разрядный ток будет увеличиваться пока
Рис. 2-9. Влияние последовательно соединенного резистора на стабилизацию тока в разрядной трубке с «отрицательным сопротнвле-нием». Для рабочих точек (i, U), лежащих снизу и справа от кривой UAB, потенциал на разрядной трубке будет меньше U (из-за dn.
падения потенциала на /?) и у, меньше нуля, согласно этому кон-
центрация электронов будет уменьшаться со временем, а рабочая	,
точка будет передвигаться к более низким токам. Таким образом, точка (ip, U3) это устойчивая рабочая точка; все остальные рабочие точки, случайно появляющиеся при приложении к системе напряже-
ния U3, будут стремиться вернуться к ней.
38
что-нибудь не перегорит: предохранитель, электропроводка или вводы в лампу.
В результате этого такие разряды должны всегда работать с последовательно включенным сопротивлением, таким как на рис. 2-9. На рис. 2-9 показана зависимость тока от разности потенциалов Uab на разрядной трубке и последовательно соединенном резисторе. Пунктирные линии показывают отдельно потенциал раз-’ряда и сопротивления, сплошная линия показывает потенциал при их последовательном соединении. Вновь требуется напряжение зажигания U3 для создания ионизации. После приложения напряжения зажигания и возникновения ионизации рабочая точка (г, U) разряда находится в области, где dti?/dt>0, и разрядный ток увеличивается, пока рабочая точка не достигнет точки ip, U3. Дальнейшее увеличение тока сдвинет рабочую точку в область, где dne/dt меньше нуля, и, следовательно, ток будет стремиться уменьшаться до значения ip. Причина этого лежит в том, что увеличение тока выше «,р увеличивает падение потенциала на сопротивлении, таким образом, уменьшая падение потенциала на разрядной трубке, а значит и электронную температуру и скорость ионизации. Скорость образования электронов тогда станет меньше скорости их исчезновения, и концентрация электронов уменьшится, уменьшая ток до /,р. Довольно просто показать, что временное уменьшение тока имеет противоположный эффект; рабочая точка ip, П3 пары сопротивление— разряд устойчива при любых отклонениях.
Сопротивление, которое стабилизирует протекание тока через разряд, называется «балластом». В гл. 12 рассмотрим цепи балластов более подробно.
Разработка высокоинтенсивных ламп
Успешное применение люминесцентных ламп для освещения в 1940 г. сделало экономически возможным поднять, начиная с 1950 г. уровни освещения во многих установках, что облегчило выполнение работ, требующих точного зрительного восприятия. Вообще при таком увеличении уровня освещения может быть получен хороший экономический эффект: общее увеличение к. п. д. более чем оправдывает возросшую стоимость осветительных установок.
39
К 1952 г., однако, стало очевидно, что световой поток стандартных ламп диаметром 38 мм, работающих при токе 425 мА, был слишком мал, чтобы достигнуть уровней освещенности, которые считались тогда необходимыми. Требовалось слишком много ламп и светильников.
Уменьшение к. п. д. с увеличением тока люминесцентной лампы в это время было уже хорошо известно, хотя причины этого не были еще ясны. Поэтому первым шагом в развитии ламп с повышенной удельной нагрузкой было увеличение тока до 800 мА. Чтобы скомпенсировать потерю к. п. д., которая была неизбежна, давление газа было уменьшено с 325 Па (2,5 мм рт. ст.) до 170 Па (1 ,3 мм рт. ст.) и аргон был заменен на аргонокриптоновую смесь, чтобы уменьшить потерю энергии при упругих соударениях [Л. 2-2].
Из-за более низкого давления инертного газа эти лампы имели меньшую напряженность продольного электрического поля и поэтому более низкое общее падение потенциала, несмотря на почти вдвое больший разрядный ток, удельная нагрузка была увеличена только с 0,3 до 0,4 Вт/см. Кроме того, не было сделано попытки скомпенсировать повышение давления ртути, которое теперь несколько возросло из-за увеличенной мощности. Тем не менее лампа длиной 243,8 см типа НО (с высокой отдачей), имеющая мощность 100 Вт и ток 800 мА, создавала поток 7200 лм по сравнению с 5600 лм, даваемым лампой длиной 243,8 см, мощностью 75 Вт при токе 425 мА. Такие лампы еще находят широкое применение в промышленности.
Возможно, наиболее важным был однако тот факт, что эта проблема стимулировала работу ряда ламповых лабораторий по разрешению вопроса: каковы должны быть основные рабочие размеры ламп и что можно сделать на этот счет? Эти усилия, направленные в основном на качественное понимание физических процессов в люминесцентных лампах, привели к разработке математической модели столба разряда, рассмотренной в гл. 5.
Вопрос был разрешен: глубокое понимание важных процессов в плазме разряда дало возможность найти основную причину уменьшения к. п. д. с увеличением мощности и хотя бы в некоторой степени указало путь ее преодоления.
Уменьшение выхода УФ излучения с увеличением тока (и мощности), показанное на рис. 2-7, было объяснено
но «насыщением» УФ излучения, которое в свою очередь объясняется приближением заселенности резонансного уровня ртути к ЛТР. Поэтому, чтобы увеличить выход УФ, необходимо увеличить концентрацию насыщения путем повышения электронной температуры, для этого необходимо повысить скорости исчезновения электронов и ионов на стенках, при этом скорость образования новых ионов и электронов должна возрасти, что может быть выполнено при более высокой электронной температуре.
Существуют три пути увеличения скорости диффузионных потерь электронов: уменьшение диаметра трубки; уменьшение давления инертного газа; применение инертных газов с большим коэффициентом диффузии ионов и электронов. Все три метода были использованы теми или иными изготовителями ламп. Рассмотрим их.
Простое уменьшение диаметра круглой цилиндрической трубки не представляется особенно выгодным вариантом. Хотя это и увеличивает электронную температуру, оно также увеличивает и плотность тока, даже если общий ток не увеличивается. Напомним, что объяснение рис. 2-7, касающееся приближения к ЛТР, включало увеличение числа электронных соударений за счет увеличения концентрации электронов (которая пропорциональна плотности тока). Поэтому прямое уменьшение диаметра трубки сдвигает рабочую точку дальше к насыщению при ЛТР при том же токе, поэтому задача состоит в увеличении тока.
Однако нет законов, которые позволили бы сказать,* что люминесцентные лампы должны быть круглыми в поперечном сечении. Рассмотрим прямоугольное сечение (рис. 2-10), стороны которого относятся, как 3:1. В этом случае диффузионные потери электронов и ионов на близлежащих стенках играют большую роль, а площадь поперечного сечения почти не изменяется. Значения Vi, данные для двух поперечных сечений, представляют собой скорости диффузионных потерь в расчете на один электрон, полученные путем решения уравнения амбиполярной диффузии для двух различных геометрий сечения. Коэффициент амбиполярной диффузии Da приблизительно равен ^{kTe/e, где щ— подвижность иона в газе, наполняющем трубку. Значения коэффициента амбиполярной диффузии даны в приложении А. Читатель, желающий более полно познакомиться с явлением
4Р
амбиполярной диффузии, может это сделать по [Л. 2-10]. Показанное прямоугольное сечение с соотношением сторон 3: 1 имеет общую скорость диффузионных потерь в 1,9 раз больше, чем круглое сечение при приблизительно одинаковой площади поперечного сечения. Скорость потерь ионов и электронов может быть еще больше увеличена за счет уменьшения давления наполняющего аргона, так что основное увеличение скорости ионизационных потерь, а следовательно, и электронной температуры может быть достигнуто без ущерба, который принесло бы увеличение плотности тока.
Рис. 2-10. К соотношениям между требуемой скоростью ионизации и площадью поперечного сечения для круглых и прямоугольных колб.
Однако прямоугольное сечение (рис. 2-10) непрактично с точки зрения производства ламп. Стенки такой трубки должны быть достаточно толстыми, чтобы противостоять действию атмосферного давления. Приблизительная форма сечения, применяемая на практике, показана на рис. 2-11. Это прямоугольник, изогнутый в виде буквы U, что более удобно для изготовления. Кроме того, его сравнительно легко получить из круглой трубки попеременным созданием вмятин с одной и с другой стороны, как показано на рис. 2-11. Лампы, в которых используется эта геометрия, работают при токе 1,5 А и нагрузке 0,8 Вт/см. Эти лампы продаются фирмой «Дженерал электрик» («General Electric Company») под фабричным названием «Power Groove» [Л. 2-11].
В лабораториях фирмы «Сильвания» («Sylvania») внимание сосредоточено на иных путях достижения тре-42
буемого увеличения электронной температуры, а именно: замена одного газа на другой, в котором диффузионные потери больше, и использование более низких давлений при сохранении стандартного (38 мм) диаметра трубчатой колбы.
Как уже упоминалось в связи с рис. 2-10, скорость исчезновения электронов и ионов изменяется в соответствии с изменением коэффициента амбиполярной диффузии Da ионов в инертном газе, который в свою очередь определяется подвижностью ионов щ. Приблизительные значения подвижности ионов ртути, см2/(В-с), в трех
Рис. 2-11. Влияние геометрии колб, используемой для получения эффекта при прямоугольном сечении, примененном в мощных желобковых лампах.
наиболее легких газах при 0°С и давлении 0,1 МПа (760 мм рт. ст.) [Л. 2-12] равны: Не=19,6; Ne=5,9; Аг=1,85.
Заметим, что чем легче газ, тем больше подвижность ионов ртути в нем. Подвижность ионов ртути в криптоне Кг и ксеноне Хе не была измерена, но она определенно меньше, чем указанная выше, причем в ксеноне она наименьшая.
Таким образом, можем заключить, что электронная температура, а следовательно, и уровень насыщения выхода УФ излучения будут наибольшими в гелии и наименьшими в ксеноне. На рис. 2-12 показана зависимость выхода УФ излучения от подводимой мощности при постоянном давлении паров ртути для ламп, наполненных различными инертными газами до давления 260 Па (2 мм рт. ст.) [Л. 2-6]. Наблюдаются две особенности: 1) снижение уровня насыщения при увеличении атомной массы инертного газа; 2) увеличение выхода УФ излучения при малых мощностях ламп при увеличении атомной массы газа. Первая из них, конечно, объясняется
43
электронной температурой, а вторая — уменьшением потерь на упругие соударения (т/Л4 уменьшается с увеличением 7И).
Выбор газа для требуемой мощности определяется рядом факторов. При удельной мощности 1,6 Вт/см предпочтительнее неон. При удельной мощности 0,8 Вт/см неон и аргон дадут приблизительно одинаковые к. п. д., однако преимущество неона, заключающееся в более высоком уровне насыщения, будет перечеркнуто большими потерями на упругие соударения.
Выход УФ, отн. ед.
Рис, 2-12. Зависимость выхода УФ излучения с длиной волны 253,7 нм от нагрузки на единицу длины положительного столба для ламп диаметром 38 мм, наполненных различными инертными газами при давлении 260 Па (2 мм рт. ст.) и при давлении ртути 0,8 Па (6-10—3 мм рт. ст.) [Л. 2-6].
Так повелось, что на практике электрические параметры являлись также определяющим фактором. По экономическим соображениям все изготовители отдают предпочтение лампе с нагрузкой 0,8 Вт/см при использовании такого балластного устройства, которое обеспечивает одинаковые разрядный ток и рабочее напряжение при номинальной мощности для всех ламп с нагрузкой 0,8 Вт/см. Поскольку фирма «Дженерал Электрик» являлась основным предприятием, где изготовлялись балласты для люминесцентных ламп, и разработанные там балласты удовлетворяли электрическим характеристикам мощных жслобковых ламп, то это заставило всех остальных производителей перейти к тем же электрическим характеристикам, что и для ламп с некруглым поперечным сечением. К счастью, напряженность продольного электрического поля, а следовательно, и падение напряжения в дуге разряда регулируется частично другим свойством инертного газа. Как уже качественно было показано, продольное электрическое поле определяется требованием, чтобы электрическая энергия, подводимая к электронному газу в единице объема, была равна потере 44
энергии электронным газом на единицу объема. Таким образом,
JeE=neWe(Te),
где Je— плотность электронного тока; Е — напряженность продольного электрического поля; пе — количество электронов в единице объема; We(Te)—средняя потеря энергии в расчете на один электрон при электронной температуре Те.
Плотность электронного тока Je определяется из вы-жения
J е~——^Пе^еЕ,
где е — заряд электрона и — подвижность электронов.
Преобразуя и решая уравнение относительно напряженности продольного электрического поля, находим:
Е = [^;(Ге)/ер.е]1/2.	(2-5)
Чем меньше подвижность электронов в газе, тем больше будет напряженность продольного электрического поля. Подвижность электронов р,е [Л. 2-10] может быть определена частотой соударений электронов с атомами газа vc как це—e/mvc. Упругие рассеивающие соударения преобладают, так что для обычного соотношения давления паров ртути к давлению инертного газа, имеющего место в люминесцентных лампах, упругие соударения электронов с атомами инертного газа определяют подвижность электронов.
Вероятность того, что электрон отразится при близком приближении к атому, зависит от кванто-механического взаимодействия потенциалов атомов и электронов и гораздо сложнее, чем это представлено здесь. На рис. 2-13 показана эта вероятность для нескольких инертных газов, представляющая среднее число соударений, совершаемых электроном при прохождении общей длины в 1 см в газе при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) в функции скорости электронов, которая пропорциональна /х
Расчет подвижностей электронов значительно усложняется распределением по энергии, преобладающая энергия в распределении наиболее важна. При электронных температурах, встречающихся в ртутно-газовых разрядах, средняя энергия электронов 1,6-10-19 Дж (1 эВ). При этом, как видно из рис. 2-13, наибольшая вероят-
45
ность столкновения характерна для гелия, затем идут
неон и аргон.
Задача обеспечения соответствия электрических ха-
рактеристик прямых трубчатых ламп электрическим ха-
рактеристикам ламп с некруглым поперечным сечением, наполненных аргоном до давления приблизительно 130 Па (1 мм рт. ст.), была усложнена тем фактом, что конструкция, показанная на рис. 2-11, увеличивает длину дуги на 20% за счет изги-
0	2	4
бкорощпь электрона
Рис. 2-13. Зависимость вероятности электронных соударений Рс в инертных газах иа 1 см длины ртути при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) от скорости электронов, представленной как £7f/2 (энергия электронов) ’/2- 1Л 1г.
бов. Таким образом, прямая лампа трубчатой формы, наполненная аргоном до такого же давления, имела меньшее падение напряжения на дуге, хотя напряженность электрического поля была одинакова.
Более низкая подвиж-
ность электронов в неоне, устанавливающаяся вследствие большей вероятности электронных соударений, служила причиной возникновения слишком большой напряженности электрического поля и слишком большого падения в дуге. Следовательно, нужно было
использовать смесь инертных газов, чтобы получить требуемый результат. Первоначально использовали смесь аргона и 10% гелия при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) с вполне удовлетворительными результатами. В настоящее время существует большое разнообразие смесей, которые могут быть использованы для получения тех же результатов. Если нужно определить
только два параметра: электронную и ионную подвижность, имеется три парциальных давления аргона, гелия и неона для достижения требуемого результата, поэтому окончательный выбор может быть продиктован другими требованиями, такими как срок службы катода, напряжение зажигания и стабильность светового потока.
Ясно, что при работе ламп с входной мощностью, в 2,5 раза большей, чем у ламп с разрядным током 425 мА, нужно что-то сделать, чтобы помешать увеличе
46
нию давления паров ртути выше 0,13 Па (10-3 мм рт. ст.) и сделать его оптимальным. Температура стенки лампы диаметром 38 мм, работающей при удельной мощности 0,8 Вт/см, приблизительно равна 70°С, при этом равновесное давление ртути составляет около 5 Па (4-10~2мм рт. ст.).
Одним из решений была установка отражающих тепловых экранов между электродами и концами трубки,
Рис. 2-14. Использование теплоотражающих экранов на концах лампы. А — части лампы, имеющие температуру стенки колбы 80°С; В — спираль катода; С — вводы; D — теплоотражающий экран; Е — изоляция; F — юбка и лопатка; G — цоколь; Н — холодная точка с температурой около 40°С.
Л	п
как показано на рис. 2-14. Это обеспечивало сохранение во время работы температуры 40°С на концах лампы; вся избыточная ртуть в лампе конденсировалась там, и давление паров ртути в лампе было оптимальным 0,8— 1,3 Па [(6—10) • 10~3 мм рт. ст.].
В лампах с некруглым поперечным сечением вмятина (см. рис. 2-11) немного холоднее, чем остальная трубка, и нагрета только слегка. Решение, принятое для оптимизации давления ртути, заключалось в создании одной или нескольких вмятин по длине трубки, более приподнятых, а следовательно, и более удаленных от основной части разряда, что тем самым уменьшило их температуру.
Трубчатые лампы, в которых электронная температура и электрические характеристики определяются инертным газом, а давление паров ртути регулируется с помощью теплового экрана, были широко представлены на рынке фирмой «Сильвения» под фабричной маркой VHO (с очень высокой отдачей). Фирма «Вестингауз» («Westinghouse Electric») тоже изготовляла подобные лампы с фабричной маркой SHO (сверхвысокой отдачи). Кроме очевидного преимущества в стоимости (колба прямой трубчатой лампы значительно дешевле, чем стеклянная колба с неизбежно более массивной толщиной стенки), эти лампы, как оказалось, имеют сравнительно небольшое преимущество по длительности работы над лампами с некруглым поперечным сечением.
47
В трубке с круглым поперечным сечением распределение УФ излучения по поверхности люминофора равномерное. Для поперечного сечения, показанного на рис. 2-10, оно далеко от равномерного; оно сосредоточено по входящему выступу. Местная плотность УФ излучения и ионная бомбардировка здесь возможно в 50 раз больше, чем в прямой трубчатой колбе, вследствие этого все процессы, которые влияют на старение люминофора, протекают с большей скоростью, поэтому стабильность световой отдачи в течение срока службы люминесцентных ламп соответственно ниже [Л. 2-3].
Лампа с некруглым поперечным сечением имеет первоначальный к. п. д. на 5% выше, чем прямая трубчатая лампа, благодаря увеличению длины дуги на 20°/о (см. рис. 2-4), но это преимущество очень быстро исчезает за счет эффекта, описанного выше. В течение срока службы трубчатые лампы имеют более высокую световую отдачу, чем лампы с некруглым поперечным сечением.
Обе лампы представляют собой своеобразное применение результатов исследования для понимания физического явления существовавших ранее необъяснимых ограничений.
б)	Характеристики ламп при работе на переменном токе
В предшествующем обсуждении характеристики люминесцентных ламп были рассмотрены при условии, что ток является как бы «параметром», т. е. нерегулируемой постоянной, поэтому, строго говоря, это относится только к лампам, работающим на постоянном токе. По причинам, которые станут ясными из последующих глав, работа люминесцентных ламп на постоянном токе совершенно неэкономична и большинство люминесцентных ламп в мире работают на переменном токе, поэтому мы должны вкратце рассмотреть, как предыдущие идеи должны быть видоизменены для переменного тока.
Предположим, что лампа работает с запасом мощности, как на рис. 2-9, с источником переменного тока и включена с балластным резистором, сопротивление которого значительно больше по сравнению с эффективным сопротивлением лампы, а падение напряжения на лампе очень мало по сравнению с напряжением холостого хода. Далее предположим, что частота питающей сети очень низкая, значительно ниже, чем частота, характерная для 48
разряда, например около 5—10 Гц. При этих условиях лампа каждый период будет иметь статические характеристики, соответствующие работе на постоянном токе. В частности (см. рис. 2-8), мгновенные значения тока и напряжения будут совпадать с вольт-амперной характеристикой постоянного тока. На рис. 2-15 даны результирующие формы кривых напряжения и'тока.
Рис. 2-15. Зависимость тока и напряжения от времени для разряда на переменном токе при такой низкой частоте, что разряд имеет статические характеристики, соответствующие работе на постоянном токе.
В начале каждого полупериода ток лампы равен нулю до тех пор, пока напряжение на зажимах цепи не превысит напряжения зажигания разряда. После зажигания разряда мгновенный ток и напряжение изменяются по вольт-амперной характеристике, ток почти синусоидальный и, как уже предположили, падение напряжения на лампе в течение большей части полупериода мало по сравнению с напряжением холостого хода.
Все характеристики лампы, описанные в гл. 2, могут быть усреднены за полупериод и выражены через среднеквадратичное значение тока. В действительности, однако, 4—69	49
Люминесцентные лампы работают при частоте 60 Гц, хотя в некоторых районах мира используется частота 25 Гц и есть районы, где частота питающей сети 50 Гц. При частоте 60 Гц частота в радианах составляет 360 с-1, она значительно меньше по сравнению с основной частотой ионизации Vi в разряде и в связи с этим начинают возникать новые эффекты.
При рассмотрении факторов, определяющих электронную температуру и падение потенциала в разряде, указывалось, что электронная температура устанавливается такой, чтобы скорость образования ионно-электронных пар была равна скорости их исчезновения и при этом сохранялась концентрация ионов и электронов постоянной, не зависящей от времени. Это можно выразить уравнением
^(Ге) = (^упо,	(2-6)
где правая часть — скорость исчезновения электронов и ионов на стенках за счет амбиполярной диффузии; Da — коэффициент амбиполярной диффузии (см. приложение А и [Л. 2-10]). Левая часть Vi— частота ионизации, требуемая для сохранения постоянной концентрации электронов для компенсациич<диффузионных потерь.
В случае разряда иа*Жременном токе с частотой 60 Гц концентрация электронов не постоянна, а меняется со временем. Поэтому мы должны ввести еще один член в уравнение, чтобы учесть тот факт, что частота ионизации будет выше в начале полупериода, когда ток (а следовательно, и плотность электронов) увеличивается по сравнению с током в конце полупериода, когда он уменьшается.
Поправкой (2-6) является член (1 /пе) (dne/dt), который выражает скорость изменения плотности электронов в с-1, поэтому
=	+	(2-7)
Поведение этого уравнения в зависимости от фазового угла трудно предвидеть; отметим только приблизительное равенство при низких частотах, за исключением близких к нулевым значений тока:
(l/ne)(dne/df) = (l/i)(di/d/).
50
I
Таким образом, можем написать приблизительно:
')-(¥)’°»+тг	<2-8>
с той оговоркой, что это выражение будет давать большую ошибку при близких к нулю значениях тока в каждом полупериоде. Как будет показано, концентрация электронов никогда не падает до нуля и, следовательно, (2-7) не приводит к бесконечности при нулевых значе-
ниях тока.
Приближенное уравнение (2-8) было использовано для получения представления о поведении скорости иони-
зации в течение полупериода, что иллюстрируется рис. 2-16.
Произведение (2,4/Р)2£)а для скорости потерь при амбиполярной диффузии в люминесцентной лампе равно около 2000 с-1. Произведение (1 /i) X X (di/dt) при 60 Гц равно 120jrcotg. 120 л/. Из рис. 2-16 видно, что даже в центре (90°) по-
лупериода произведе- р1гС 2-16. Иллюстрация (схематич-ние (1/i) (rfi/u/) дает пая) требуемого изменения частоты значительные поправки ионизации в течение полупериода, к требуемому значению
частоты ионизации и в пределах 30° от нулевого значения тока поправка приближается к 2. Следовательно,
электронная температура должна меняться в течение полупериода, будучи наибольшей в начале и наименьшей в конце. Рассмотрим как это влияет па изменение продольного электрического поля и результирующее падение потенциала в разряде. Мы уже видели, как уравнение для частоты ионизации должно быть видоизменено,
когда процессы начинают меняться со временем; нет оснований сомневаться, что уравнение (2-5), которое описывает зависимость напряженности электрического поля от электронной температуры, должно также включить зависимость от времени.
4*	51
И, действительно, такая зависимость есть. Однако для ламп, работающих на частоте 60 Гц, она незначительна, потому что стационарная скорость потерь энергии электронами значительно больше, чем скорость потерь электронов и ионов. Одно из объяснений уравнения (2-7) таково, что если образование ионов и электронов было бы внезапно прервано, то концентрация электронов будет уменьшаться с постоянной времени, равной обратной стационарной скорости ионизации или равной около 0,5 мс. Наоборот, если подвод энергии к электронному газу был внезапно прекращен, то энергия электронов будет уменьшаться с много большей скоростью, чем с постоянной времени, определяемой в основном продолжительностью жизни излучения возбужденных атомов. Причина этого состоит в том, что общее количество энергии, запасенное в форме возбужденных атомов в разряде, значительно превосходит общую кинетическую энергию электронного газа и эта энергия передается электронному газу посредством соударений второго рода, поэтому, если электронная температура будет уменьшаться, энергия перейдет назад к электронному газу от возбужденных атомов, что не позволит электронной температуре резко упасть до нуля.
Однако возбужденный атом также связан с «внешним миром» через потери излучения, и даже в случае внезапного удаления приложенного электрического поля плотность возбужденных атомов будет вынуждена уменьшаться с постоянной времени, определяемой продолжительностью жизни излучения возбужденных атомов. Поэтому из-за наличия сильной связи электронного газа с возбужденными атомами и очень большого преобладания общей энергии, запасенной в возбужденных атомах, изменение электронной температуры, вызываемое ступенчатым изменением продольного электрического поля, происходит с постоянной времени, приблизительно равной продолжительности жизни излучения. В случае люминесцентной лампы с разрядом в смеси ртути и аргона важно для продолжительности жизни времени пленения резонансного излучения, составляющее несколько микросекунд.
Таким образом, пока изменение v,, требуемое в течение полупериода для удовлетворения (2-7), остается в пределах нескольких тысяч в секунду, оно будет очень мало по сравнению с частотой потерь на излучение, ко-52
торос равно 105 в секунду. Мгновенное значение напряженности электрического поля и электронная температура могут быть еще связаны уравнением (2-5), характеризующим стационарное состояние. Напряженность продольного электрического поля, а следовательно, и падение потенциала на лампе должны тогда превышать значения, характерные для стационарного состояния (см. рис. 2-15) в течение первой половины полупериода, и быть ниже их во второй половине полупериода.
Следующее дополнение, которое должно быть сделано, зависит от уже упомянутого факта: так как концентрация электронов не может спадать с постоянной времени быстрее чем 1/2 мс, даже если было круто прервано их образование, и так как время между полупериодами при частоте 60 Гц сравнимо с этим значением, то концентрация электронов никогда не падает до нуля. Она значительна в начале каждого нового полупериода.
Как увидим в гл. 3, напряжение пробоя или напряжение зажигания в значительной степени зависит от числа свободных электронов, способных начать процесс ионизации, будучи более низким, когда уже есть их достаточный запас. В результате наличия остаточного количества свободных электронов от предыдущего полупериода напряжение зажигания, требуемое для перезажигания разряда каждый полупериод, значительно ниже, чем напряжение, необходимое для зажигания разряда в начальный момент. Более того, из-за наличия свободных электронов в плазме ток протекает в плазме в течение всего полупериода. Влияние обоих этих эффектов на формы кривых напряжения и тока, представленных на рис. 2-15, показано на рис. 2-17.
Заметим, что формы кривых тока и напряжения несинусоидальны, поэтому произведение среднеквадратичного значения тока и среднеквадратичного значения падения напряжения в общем случае не будет равно среднеквадратичному значению произведения мгновенных значений тока и напряжения. Короче говоря, произведение тока лампы на напряжение на лампе больше, чем показание ваттметра, и поэтому разряд имеет эффективный коэффициент мощности, хотя ток и напряжение совпадают по фазе. Из асимметрии формы напряжения заключаем, что напряжение опережает ток в этом устройстве и с учетом среднеквадратичных значений,
53
Рис. 2-17. Иллюстрация (схематичная) зависимости напряжения на газоразрядной лампе и тока от времени в течение переменного тока при частоте 60 Гц.
------------- теоретическая форма кривой для стационарного состояния; --------—то же с учетом
влияния {\.lne}{dneldt}.
лампа имеет индуктив-ный коэффициент мощности около 90%.
При работе лампы изменение электронной температуры в течение полупериода имеет дополнительное значение. При рассмотрении баланса энергии и к. п. д. резо-
нансного излучения неоднократно подчеркивалась важность оптимальной электронной температуры. Из рассмотренного выше становится ясно, что электронная температура должна меняться в течение полупериода и, следовательно, речь может идти о среднем значении оптимальной температуры.
Кроме того, уже указывалось, что к. п. д. уменьшается с увеличением плотности тока. При работе на переменном токе, когда мощность изменяется аналогично
среднеквадратичному значению тока, но максимальное значение тока выше, чем среднеквадратичное, лампа должна работать, по крайней мере некоторое время, при большем значении тока, чем при постоянном напряжении и той же мощности, и поэтому, по крайней мере некоторое время, с более высокой концентрацией электронов, чем при постоянном напряжении. Это неблагоприятно сказывается на к. п. д., как уже указывалось в связи с рис. 2-7.
В результате действия этих двух факторов к. п. д. резонансного излучения в лампе на 5—10% меньше в случае работы на переменном токе с частотой 60 Гц, чем при работе на постоянном токе при той же мощности. Почему же тогда лампы не работают на постоянном токе? Это объясняется различием мощности, потребляемой балластом. На сегодняшний день только резисторы были 54
успешно использованы в качестве балласта па постоя ip ном токе. Ток, протекающий через резистор, вызывает потери, которые сравнимы с мощностью, потребляемой лампой, и соответственно общий к. п. д. системы уменьшается. На переменном токе, однако, как увидим в гл. 3, можно использовать индуктивное или емкостное сопротивление для управления током разряда и потери мощности здесь будут много меньше. Следовательно, к. п. д. системы выше при работе на переменном токе при частоте 60 Гц, хотя к. п. д. лампы при этом несколько ниже.
При частотах существенно выше 60 Гц, скажем в несколько килогерц, характеристики разряда продолжают меняться дальше. При рассмотрении поведения уравнения (2-7) уже нельзя предположить, что (1/пе) (dne/dt)^ (di/dt), потому что член (1 /I) (di/dt) становится таким большим, что когда он является отрицательным, то значительно превосходит (2,4//?)2Z)a. Это предполагает отрицательную частоту ионизации в уравнении (2-8), которая физически невозможна. Проблема состоит в том, что при этих условиях время спада концентрации электронов 1/ (2,4/7?) 2Da становится равным нескольким полным периодам частоты переменного тока. Концентрация электронов теперь сильно не изменяется в течение одного полупериода, а приближается к постоянному значению. Электронная температура при этих условиях изменяется так, что скорость образования зарядов, усредненная по всему полупериоду, должна равняться скорости исчезновения зарядов за полный полупериод. Поскольку концентрация электронов приблизительно постоянна в течение периода, разряд ведет себя как омическое сопротивление и падение потенциала и ток становятся почти синусоидальными и близкими по фазе.
В сущности, разряд на высокой частоте ведет себя подобно разряду на постоянном токе в том смысле, что уравнения (2-5) и (2-7) могут быть применены, когда для соответственных параметров берутся среднеквадратичные значения. При рассмотрении рис. 2-7 механизм уменьшения к. п. д. с током был показан с учетом концентрации электронов, которая принималась пропорциональной току. При работе на переменном токе с частотой, приблизительно равной нескольким килогерцам, концентрация электронов, будучи примерно постоянной, пропорциональна не мгновенному значению тока, а бли
55
же к среднеквадратичному, поэтому рис. 2-7 для этого случая совершенно подобен рисунку для постоянного тока. Не вызывает никаких сомнений тот факт, что пиковые значения тока больше, чем среднеквадратичные. Это означает, таким образом, что та часть потерь к. п. д., которая ранее приписывалась работе на переменном токе, не будет иметь места и к. п. д. разряда становится очень близким к к. п. д. на постоянном токе. Как увидим далее, в связи с влиянием электродов электродные потери также уменьшаются при высоких частотах и, таким образом, к. п. д. люминесцентной лампы при частотах в несколько килогерц может даже превосходить к. п. д. ламп, работающих на постоянном токе.
Люминесцентные лампы обычно не используются при высоких частотах из-за неэффективности преобразователей энергии, трансформирующих энергию с частотой 60 Гц в энергию с частотой в несколько килогерц (к. п. д. преобразователя 85% невыгоден) и из-за сложности с коммутацией цепей, возникающей в результате того, что энергия распределяется с частотой порядка килогерц3.
Глава третья
ЗАЖИГАНИЕ РАЗРЯДА В ЛЮМИНЕСЦЕНТНОЙ ЛАМПЕ
При нормальных условиях по температуре и давлению газы являются электрическими изоляторами. Все атомы и молекулы в газе находятся в состоянии с наименьшей энергией, отсутствуют свободные электроны, за исключением очень небольшого количества ионизованных космическим излучением атомов. Вследствие этого, если потенциал, приложенный к люминесцентной лампе (или другому типу газоразрядного прибора), не отличается по величине от нормального рабочего, то в лампе не возникает никаких явлений (отсутствуют ток и световой поток).
Задача этой главы рассмотреть процессы, протекающие при зажигании лампы, включающие процесс превращения наполняющего люминесцентную лампу газа из изолятора с сопротивлением, большим чем 1012 Ом-см, в умеренно хороший проводник с эффективным сопротивлением 10—25 Ом-см. Обсуждение концентрируется главным образом на люминесцентных лампах. Однако многие рассматриваемые процессы относятся также и 56
к другим типам газоразрядных ламп, поэтому при обсуждении процессов зажигания этих ламп будем широко ссылаться на эту главу.
3-1. ФИЗИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ ПРИ ЗАЖИГАНИИ РАЗРЯДА
Технические аспекты проблемы установления разряда в люминесцентной лампе уже были рассмотрены в гл. 2; прикладывая к лампе достаточно высокий потенциал для возникновения ионизации и ограничивая ток (и потенциал на лампе) до требуемого рабочего уровня, можно обеспечить зажигание разряда в лампе. Здесь рассмотрим некоторые детали и факторы, определяющие требуемый для зажигания лампы потенциал.
а)	Таунсендовская лавина
Вероятно, наиболее важной вехой в изучении процесса возникновения разряда в газах было очень обстоятельное исследование Таунсенда (J. S. Townsend), которому он дал название «лавина», а ныне известно как «таунсендовская лавина» [Л. 3-1]. Этот процесс иллюстрируется на рис. 3-1,а, на котором можно видеть разрядный прибор, состоящий из двух параллельных пластин, отстоящих друг от друга на расстоянии d. Прибор заполнен газом при определенном давлении. Потенциал, приложенный между отрицательным катодом и положительным анодом, создает между ними электрическое поле.
Если электрон, эмитированный из катода в результате фотоэлектрической эмиссии .или полученный в газе ионизацией атома космическим излучением, окажется в ускоряющем электрическом поле, то он начнет перемещаться в направлении анода.
Если напряженность электрического поля достаточно высока, электрон получает необходимую энергию для ионизации нейтральных атомов, с которыми он может сталкиваться при своем движении, как это показано на рис. 3-1,а, где видно, что в результате такого столкновения один электрон в газе порождает два других заряда: электрон и положительно заряженный атом (положительный ион). Оба этих электрона в ускоряющем электрическом поле могут увеличить свою энергию. При этом возникает вероятность ионизации других атомов этими 57
электронами. Теперь появляются 4, затем 8, 16, 32, ... ..., 2П новых электронов.
Таунсенд дал наиболее правильную качественную картину развития пробоя газа приняв, что имеется существенно постоянная вероятность рождения новых электронов при прохождении электрона вдоль ускоряющего поля за счет ионизации атомов4. Обозначим вероятность ионизации атома электронным ударом на единице пути
Рис. 3-1. Схематическая иллюстрация «таунсендовского» лавинного процесса (а) и зависимость тока от расстояния между анодом и катодом d при постоянной напряженности электрического поля (б).
а. Если две плоскости, параллельных электродам, находятся на расстоянии dx и электрический ток i проходит через площадку х, то электрический ток через площадку x + dx получим из следующего выражения:
i (хЦ- dx) = i (х)	adx  i (х);
[i (х dx) —'i (x)]/dx = ai (х); difdx — ai;
Электрический ток, проходящий через произвольную площадку в междуэлектродном пространстве, не может быть измерен, но электронный ток на аноде можно измерить и он будет меняться, с изменением анодно-катодного расстояния, как toea</> где io — электронный ток катода, a d — расстояние между анодом и катодом, 58
Ё экспериментах Таунсенда фиксировалось значений io, получаемое при освещении катода УФ излучением в результате фотоэлектрической эмиссии и был измерен анодный ток как функция' расстояния d при постоянном электрическом поле в междуэлектродном пространстве. Это было осуществлено путем увеличения потенциала между электродами пропорционально расстоянию между ними.
Как показано на рис. 3-1,6 (схематично), результат таких экспериментов — экспоненциальное увеличение с расстоянием и током, пропорциональным начальному фототоку.
Постоянная экспоненты_а,'конечно, зависит от напряженности электрического поля, типа газа, давления (или плотности газа), так как все эти факторы определяют распределение энергии электронов и ту часть электронов, которые имеют достаточный запас энергии для ионизации атомов газа. Важно заметить, что распределение энергии электронов при этих условиях далеко от максвелловского; есть несколько слишком «далеких» электронов, оказывающих при электрон-электронном столк-
Рис. 3-2. Зависимость а/p от Е/р для некоторых газов {Л. 3-2].
59
йовепии влияние на все распределение. Кроме того, в большинстве случаев эти электроны обычно анизотропны; многие электроны в какой-то данный момент имеют преимущественное движение в направлении анода, но не катода.
На рис. 3-2 показана зависимость а/p от Е/р для инертного газа [Л. 3-2], где Е— напряженность электрического поля; р — давление газа, Па. Удивительно, что измерения значения а в смеси ртути и инертных газов нам известны из неопубликованных работ, несмотря на большое значение таунсендовских лавинных процессов при зажигании всех видов газоразрядных ламп, содержащих эти смеси.
Светотехническая промышленность, по-видимому, удовлетворена тем, что имеется полное качественное понимание пусковых процессов.
6)	Вторичная эмиссия
Как показывают выражения (3-1) и рис. 3-2, таун-сендовский лавинный процесс сам по себе недостаточен, чтобы превратить газ в постоянный проводник. Ток зависит от поддержания фотоэлектрической эмиссии i0 из катода на определенном уровне; с уменьшением УФ излучения уменьшается io до более низкого уровня и ток ионизации соответственно снижается. Второе условие может быть удовлетворено, если разряд становится самостоятельным.
В простом рассмотрении каждый электрон, покидающий катод, должен приводить в действие ионизационную цепочку, в результате чего появляется по крайней мере еще один новый электрон, покидающий катод. Когда разряд становится самостоятельным, ультрафиолетовое облучение катода может быть исключено. Один из процессов, который может быть получен, зависит от положительных ионов. На рис. 3-1 показано, что появление каждого нового свободного электрона в газе связано с появлением положительного иона. Эти положительные ионы под действием электрического поля двигаются в направлении катода; когда ионы достигают катода, имеется вероятность уг, что положительный ион, нейтрализуясь на поверхности катода, при этом эмигрирует новый электрон; этот процесс известен как «вторичная электронная эмиссия».
60
Может быть принято, что каждый электрон высвобождает из катода eMl электронов, достигающих анода, и ес“/—1 положительных ионов появится в газе. Предположим для простоты аргументации, что все они достигают катода (в большинстве случаев это предположение не обосновано) и тогда каждый из них обладает вероятностью у, освобождения вторичного электрона в процессе нейтрализации. Условия для возникновения самостоятельного разряда запишем в виде следующего выражения:
(3-2)
Для большинства ионов и материалов катодов yi мало— несколько процентов, и почти не зависит от энергии иона в области энергий вероятных столкновений, имеющих место при зажигании газоразрядных приборов, поэтому уг практически не зависит от потенциала между электродами. При фиксированном расстоянии между электродами иногда а изменяется очень сильно с изме-ad пением потенциала, и поэтому член е еще сильнее изменяется с изменением потенциала.
При некотором критическом потенциале, удовлетворяющем (3-2), каждому освобождающемуся электрону из катода соответствует более чем один новый электрон, эмиттируемый катодом; тогда ток непрерывно увеличивается независимо от фотоэлектрической эмиссии катода. Условия прохождения тока через главный разрядный канал разрядной трубки определяются факторами, описанными в гл. 2. Если отсутствует последовательно включенный с разрядной трубкой резистор, то при постоянном приложенном к ней напряжении ток будет увеличиваться без ограничения до тех пор, пока какой-нибудь элемент цепи не выйдет из строя.
В практическом случае имеются другие у-процессы, кроме вторичной электронной эмиссии, обусловленной ионной бомбардировкой катода, в результате чего освобождаются электроны из катода и устанавливается самостоятельный разряд. Наряду с появлением новых электронов и ионов, образующихся в газе, образуются также возбужденные атомы; часть этих излучений, попадая на катод освобождает фотоэлектроны. В дополнение укажем, что при диффузии в направлении катода могут быть получены метастабильные атомы и некоторые из них, попадая на катод, могут освобождать вто
61
ричные электроны. В результате этого значение у для всех этих процессов может очень круто возрасти вблизи поверхности катода, поэтому при некоторой данной практической геометрии катодов очень трудно определить даже приблизительно значение у, получаемое из (3-2). И как результат этого потенциал, требуемый для установления самостоятельного разряда (напряжение зажигания), не может быть в общем виде получен на основании (3-2), даже если известны точные зависимости а от (Е/р). Такие вероятностные расчеты с точки зрения получения точного значения а для смеси ртути и инертного газа не представляют интереса для светотехнической промышленности.
в)	Тлеющий разряд и нагрев катода
Все газоразрядные лампы, описанные в этой книге, и люминесцентные лампы, в частности, работают с «горячими» катодами, для чего их нагревают до температуры соответствующей термоэлектронной эмиссии. Следовательно, о зажигании или пусковом процессе не может быть и речи до тех пор, пока'катод не будет иметь рабочую температуру. Как будет показано в гл. 4, в газоразрядных лампах с горячими катодами ток катода состоит в основном из электронов; лампы работают с горячими катодами, так как в этом случае они имеют наименьшие потери и наибольшую общую эффективность.
При рассмотрении неравенства (3-2) предполагалось, что катод был холодным и эмиссия электронов обеспечивалась. за счет вторичной эмиссии, для которой коэффициент у, мал, даже если разряд самостоятельный, а ток может состоять главным образом из положительных ионов. Такой разряд называют «тлеющим разрядом», он характеризуется относительно высоким падением потенциала, часто несколько сотен вольт, приложенным непосредственно перед катодом. Это связано с тем, что каждый электрон, покидающий холодный катод, может стать причиной появления 1/у, ионов (l/yi^l), и находясь достаточно близко к катоду и достигая его, они освобождают новые электроны. В газе вблизи катода возникает поле высокой напряженности и относительно большое падение потенциала, называемое «катодным падением»8.
62
В разряде с накаленным катодом, однако, большая
часть тока на катоде состоит из термоэмиссионных электронов; положительные ионы необходимы только для нейтрализации пространственного заряда электронов и создания небольшого ускоряющего поля для электронов на поверхности катода. Количество ионов, необходимое
на получение одного электрона, много меньше, чем один ион на электрон. Катодное падение вследствие этого значительно меньше, обычно порядка потенциала ионизации атомов газа.
Рассмотрим теперь два разряда с одинаковым током в подобных трубках и с одинаковым давлением газа: один с горячим катодам, а другой — с холодным катодом. В обоих случаях положительный столб пусть будет одинаковым. Это иллюстрируется на рис. 3-3, на котором показан потенциал па участке между катодом и анодом при тлеющем разряде и разряде при горячем катоде, при одинаковом токе. Общее падение потенциа-
Катод Расстояние Анод
Рис. 3-3. Потенциал при разряде в зависимости от расстояния от холодного катода до горячего катода и при одинаковом токе.
----------тлеющий разряд при холодном катоде; ------— разряд
при горячем катоде.
ла при тлеющем разряде (и отсюда общая потребляемая мощность при данном токе) приблизительно в 2 раза больше, чем цри разряде с горячим катодом, но потребляемая мощность положительным столбом it/n.c и вы-
ход излучения одинаковы. В результате этого разряд при горячем катоде значительно повышает эффективность лампы, поэтому большинство газоразрядных ламп работает с горячим катодом.
Таким образом, процесс пуска лампы не заканчи-
вается до тех пор, пока катод не достигнет температуры термоэлектронной эмиссии и самостоятельный разряд не становится разрядом с горячим катодом. Это подтверждает (и усложняет) тот факт, что в лампах приходится обычно встречаться с действием тлеющего разряда и при увеличении тока возрастает катодное падение. Уве
63
личение катодного падения с ростом тока в общем бол~ ше, чем уменьшение падения потенциала на положительном столбе с увеличением тока, это уже обсуждалось в гл. 2. Лампа в целом имеет положительную вольт-амперную характеристику при тлеющем разряде. Это обстоятельство способствует переходу от холодного к горячекатодному разряду при увеличенной энергии, получаемой катодом из разряда. Положительные ионы, достигающие холодного катода, бомбардируют его
Рис. 3-4. Зависимость напряжения от тока для последовательно-соединенного резистора и газоразрядной лампы с холодным и горячим катодами (а) и вольт-амперная характеристика лампы для нескольких различных значений напряжения холостого хода (б).
с энергией, вплоть до максимального значения, равного произведению заряда иона на катодное падение; большая часть этой энергии идет на нагрев, и температура катода повышается. Чем больше катодное падение, тем быстрее нагревается катод до температуры эмиссии и тем быстрее устанавливается разряд с горячим катодом.
Это положение иллюстрируется рис. 3-4,а, где приведен график наподобие графика рис. 2-9 и показано падение потенциала на газоразрядной лампе в зависимости от тока при включении лампы последовательно с резистором для газоразрядной лампы с холодным и горячим катодами. На рис. 3-4.6 показана кривая потенциала 64
в зависимости от тока для нескольких различных значений, приложенного напряжения зажигания. Во всех трех случаях приложенный потенциал достаточен для установления самостоятельного разряда в соответствии с требованиями, указанными в § 3-1 а и б5. В случае, когда t/x.xi, напряжение холостого хода достаточно высоко, отсутствует период устойчивого тлеющего разряда, предшествующий нагреву катода до температуры эмиссии, и конечная рабочая точка А соответствует нормальному рабочему току разряда.
В случае, когда £7х.х2— напряжение холостого хода ниже и ток после установления самостоятельного разряда увеличивается только до точки В и временно остается в стабильном положении, поэтому большие катодное падение и потенциал на положительном столбе как раз достаточны для поддержания в стабильном состоянии тока 12. Тем не менее ток i2 и энергия, получаемая катодом, достаточны для медленного нагрева катода до температуры термоэлектронной эмиссии и вольт-амперная характеристика комбинации резистор — лампа медленно перемещается, приближаясь к кривой FBECA (рис. 3-4,6).
С этой точки зрения переход от холодного катода к горячему значительно уменьшает катодное падение, оставляет больший потенциал на положительном столбе, при этом сильно увеличивается электрическое поле. В результате (1 /пе) (dne/dt) становится снова положительным и рабочая точка (i; t/x.X2) перемещается в новую точку стабильного равновесия С.
В случае, когда £7х.х3, рабочая точка стабильного тлеющего разряда D настолько низка, что катод никогда не нагреется до достаточной температуры, превращающей его в горячскатодпое состояние, разряд остается в стадии тлеющего. На профессиональном языке говорят «затянувшийся» тлеющий разряд. Бомбардировка ионами высоких энергий катода при тлеющем разряде приводит к эрозии катода и его быстрому разрушению.
3-2. ЗАЖИГАНИЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
В разделе, содержащем общую информацию (§ 3-1), мы рассмотрели специфическую пусковую цепь для люминесцентных ламп. При дальнейшем обсуждении процессов, имеющих место в цепи, будем обращаться к рис. 3-4,6, 5—69	65
а) Мгновенное зажигание
Наипростейшая пусковая цепь (однако, исторически не первая) —это цепь мгновенного пуска. Это корреспондируется со случаем на рис. 3-4,6. Для этого типа цепи достаточно высокий потенциал прикладывается к комплекту — газоразрядная лампа плюс последовательно соединенный балласт; под действием этого потенциала газ ионизируется и ток достигает своего рабочего значения без температурной паузы в стадии тлеющего разряда. Ток разряда и световая отдача лампы достигают своего номинального значения в пределах одного или двух периодов после приложения напряжения холостого хода. Нет необходимости говорить, что мгновенная энергия, подводимая к катоду в течение отрезка времени, определяемого длительностью переходного процесса, подобного тлеющему разряду, который продолжается, пока ток увеличивается до ч, очень велика. Скорость изменения температуры поверхности катода составляет больше чем 100 000°С в секунду, что почти эквивалентно взрывной силе. Конструкция катодов, которая дает возможность сохранять их устойчивость при подобного рода режимах в течение нормального срока службы лампы, будет подробно обсуждена в гл. 4.
В § 3-1 а и б было указано, что свободные электроны необходимы для инициирования таунсендовского лавинного процесса, от которого зависят ионизация и возникновение самостоятельного разряда. Таунсенд получал ионизирующие электроны за счет фотоэлектрической эмиссии; как же они приводят к мгновенному зажиганию люминесцентных ламп?
Имеется два важных источника: ионизация атомов газа полем космических лучей и термоэлектронная эмиссия из катодов при комнатной температуре. Катоды, используемые в люминесцентных лампах, покрывают слоем щелочноземельных оксидов, имеющих низкую максимальную температуру термоэлектронной эмиссии; при комнатной температуре они эмитируют от 10 до 100 электронов в секунду. Они также эмитируют фотоэлектрические электроны при воздействии видимым светом. При достаточно высоком напряжении зажигания эти два источника обеспечивают процесс пуска.
Модифицированная цепь мгновенного пуска, которая значительно экономичнее рассмотренной выше, — это так называемый последовательно-пусковой или последова-66
тельно-последовательный балласт, который показан схематически на рис. 3-5,а, б. В этой цепи две лампы включены последовательно с Zi и к входным клеммам приложено напряжение холостого хода £7Х.Х. Намного большее сопротивление Z2 соединено с общей точкой соединения двух ламп. В цепи на рис. 3-5,6 Zz может быть взято в виде небольшого конденсатора.
Рис. 3-5. Последовательно-последовательный тип пусковой цепи.
Обе схемы работают следующим образом: напряжение холостого хода прикладывается к лампе <Z7i, которая ионизируется и в ней зажигается тлеющий разряд. При этом потенциал переносится на лампу Лг, и он будет равен напряжению холостого хода минус напряжение на тлеющем разряде в лампе Л{; в лампе Лг также зажигается тлеющий разряд. Рабочая точка обеих ламп соответствует случаю t/x.x2 на рис. 3-4,6 и разряд в обеих лампах переходит из холодного в горячекатодный вид приблизительно в течение 1—2 с. Дополнительный ток через лампу проходящий через ответвление Zz, очень небольшой, не более нескольких миллиампер.
Преимущество этой схемы состоит в том, что t/x.x2 существенно ниже, чем Ux.xi и две лампы, соединенные последовательно, могут быть зажжены при напряжении холостого хода, значительно меньшем, чем это требуется для мгновенного пуска одной лампы. Масса и стоимость балласта газоразрядной лампы приблизительно пропорциональны произведению напряжения холостого хода на рабочий ток. В двухламповой последовательной схеме работают две лампы, в то же время произведение напряжения холостого хода на рабочий ток для этой цепи такое же, как и в схеме мгновенного пуска для одной лампы. Значит, стоимость балласта на одну лампу 5*	67
в последовательной цепи существенно ниже, чем для одноламповой цепи, и первая имеет большее распространение, чем вторая8.
Хотя последовательно-последовательный тип балласта исключает сильное разрушение катода, присущее механизму мгновенного пуска, устойчивость катодов должна быть сохранена, так как относительно расширенный период тлеющего разряда приводит к ионной бомбардировке катодов. В результате взрывного характера повышения температуры катодов с их поверхности выбиваются микроскопические частицы под влиянием бомбардировки ионами высокой энергии и поверхность катода постепенно эрозирует в процессе холодного зажигания [Л. 3-3]. Работа катодов более детально описана в гл. 4.
б) Стартеры
Характер пусковой цепи люминесцентных ламп зависит от способа предварительного нагрева катода, до-
полнительного к нагреву за
Гак подогреба катода, мА
Рис. 3-6. Зависимость напряжения зажигания от тока нагрева катодов по данным [Л, 3-5].
счет собственно разряда. Основная причина этого иллюстрируется рис. 3-6, где показана зависимость напряжения зажигания от тока нагрева катода [Л. 3-4]. Предварительный нагрев катода до температуры термоэлектронной эмиссии, при которой значительно увеличивается количество ионизирующих электро-
нов, ускоряет возникно вение таунсендовских лавин. Увеличение плотно-
сти электронов в лавине увеличивает а, по крайней мере, двумя путями. Первый путь — возбуждать атомы с тем, чтобы получить в лавине последующую ударную ионизацию и одновременно увеличить излучение за счет роста количества возбужденных атомов. Второй путь — увеличивать градиент потенциала [Л. 3-5] общего ведущего поля и одновременно увеличивать число ионов вблизи катода, в результате чего эффективно увеличивается у,.
68
5
а)
Цепь на рис. 3-7,а показывает преимущество этого пути. К лампе прикладывается напряжение зажигания, выключатель S моментально включается, проходит ток по последовательной цепи: балластный резистор Z и два катода. Катод из вольфрамовой проволоки, покрытый щелочноземельным оксидом, имеет достаточное электрическое сопротивление для того, чтобы быть нагретым до температуры термоэлектронной эмиссии проходящим по нему током. После интервала по времени в секунду или более выключатель S размыкается, возникает импульс напряжения, прикладываемый к лампе с нагретыми катодами, и лампа зажигается. Подобная цепь ручного пуска обычно используется в настольных люминесцентных лампах.
Имеются варианты автоматических «стартерных» выключателей, которые предназначены выполнения таких
действий, как и ручной выключатель. Один из та-типов (так называемый «тлеющий разряд») пока-на рис. 3-7,6. Стартер состоит из небольшой разряд-трубки, в которой один из электродов, например А (или оба Л и В), изготовлен из биметалла и электри-
чески включен в цепь лампы так, как выключатель S на рис. 3-7,а. Трубка наполнена газом, давление которого выбрано таким образом, что приложенное к электродам стартера пусковое напряжение инициирует в ней тлеющий разряд: биметаллические электроды нагреваются и изгибаются по направлению друг к другу, пока они не соприкоснутся, вскоре разряд в стартере прекращается и устанавливается пусковой ток через катоды. Этот ток нагревает катоды, но сопротивление биметалла выбирается так, чтобы ток заметно не нагревал биметалл.
Электроды остывают и размыкаются, прекращая нагрев катодов, при этом возникает импульс напряжения,
69
с
—II— б) .
Рис. 3-7. Пусковая цепь предварительного нагрева (а) и стартер тлеющего разряда (б).
Z — балластный резистор; S — стартер.
ДЛЯ же ких зан ной
который подается на лампу с предварительно нагретыми катодами, лампа зажигается. При зажигании лампы напряжение и ток достигают рабочего значения, а потенциал на стартере оказывается недостаточным для инициирования разряда и он остается неактивным до следующего пуска.
В большинстве случаев во время цикла включения и отключения стартера нагрев катодов недостаточен для достижения температуры эмиссии. Очень важной частью пускового механизма является генерирование импульса напряжения при размыкании цепи электродами стартера. Амплитуда импульса может достигать 1000—1200 В, и она увеличивается конденсатором, включенным параллельно электродам стартера7. Этот тип пусковой цепи может быть охарактеризован как «пуск с предварительным нагревом» или проще «предварительный нагрев». Это была первая цепь, использованная в промышленности для пуска большого числа люминесцентных ламп.
в) Быстрый пуск
Основной тип пусковой цепи — это так называемая цепь быстрого пуска [Л. 3-4], в который катоды соединены с трансформаторными обмотками, питающими током подогрева катоды8. В общем, две лампы Л\ и Л2 работают последовательно в цепи подобно показанной
Рис. 3-8. Цепь быстрого пуска.
Напряжение холостого
на рис. 3-8. Пуск ламп осуществляется следующим образом. Как только линейное напряжение подается к первичной обмотке балластного трансформатора, на обмотках нагрева катодов появляется напряжение и одновременно на лампы подается напряжение холостого хода, хода недостаточно для пача-
ла ионизации при холодных катодах, по как только они начнут нагреваться, электронная эмиссия увеличивается и напряжение зажигания уменьшается до значения, когда обе лампы ионизируются аналогично тому, как это имело место при последовательно-последовательном бал
70
ласте. Здесь напряжение холостого хода совпадает стой характеристикой лампы, которая была в случае, показанном, как (/х.х2, на рис. 3-4,6. В лампах возникает тлеющий разряд.
Необходимая мощность на нагрев катодов поступает от балластного трансформатора, и температура катодов при этом достигает 800°С. Когда термоэлектронная эмиссия становится достаточно большой, то разряд в лампах не может оставаться в стадии тлеющего разряда. Тлеющий разряд переходит в разряд с горячим катодом, а время перехода определяется термической постоянной катодов и мощностью, затрачиваемой балластом на нагрев катодов. Этот процесс в общем проходит в течение примерно 1 с [Л. 3-4].
Можно было бы предположить, что система быстрого пуска экономически невыгодна, потому что потребляемая дополнительная мощность накальными обмотками и балласты сами по себе представляют дополнительную сложность. Однако дополнительная мощность, затрачиваемая балластом на катодах, уменьшает потребляемую от разряда мощность на нагрев катодов, в результате чего уменьшается катодное падение в рабочем разряде. Снижение, наконец, потерь в результате увеличения эффективности лампы компенсирует увеличение потребляемой мощности балластом. В дополнение укажем, что балласт быстрого пуска, рассчитанный на включение двух последовательно соединенных ламп и с предварительным подогревом катодов, требует более низкого напряжения холостого хода, как и в любой другой бесстартной схеме, поэтому этот балласт экономичнее и совершеннее, несмотря на наличие дополнительных обмоток.
В конечном счете, срок службы лампы в схеме быстрого пуска больше, чем в какой-либо другой схеме. В схеме быстрого пуска отсутствует сильное изменение температуры катода, как это имеет место в схеме мгновенного пуска, период действия тлеющего разряда и время стабилизации основного разряда меньше, чем в последовательно-последовательной цепи, отсутствует высоковольтный импульс, как в стартерной схеме, и максимальная температура катода в рабочем режиме, как это не парадоксально, ниже (по причине, которая будет рассмотрена более детально в гл. 4), чем в других цепях. В результате этого люминесцентая лампа мощностью 40 Вт имеет срок службы 16 000 ч в схеме быстрого
71
пуска при трехчасовом цикле включения, в то время как такая же лампа имеет срок службы 9000 ч в стартерной схеме. Люминесцентная лампа мощностью 40 Вт в схеме мгновенного пуска также имеет срок службы 9000 ч при последовательно-последовательном балласте.
3-3. ЭФФЕКТ ПЕННИНГА
Рисунок 3-9 иллюстрирует важный электрический режим работы люминесцентной лампы: зависимость напряжения зажигания от окружающей температуры [Л. 3-6]. Существование этого эффекта вызывает необходимость иметь два различных класса балластов для каждой лам-
Ч 500
•ъ
ъ я
* £ 4677
Рис. 3-9. Изменение напряжения зажигания люминесцентной лампы мощностью 40 Вт мгновенного пуска в зависимости от окружающей температуры.
* 300
"5,55 0	27,6
Окружающая температура., °C
пы: балласты, предназначенные для окружающей температуры —4°С и ниже (балласты наружной установки), и балласты, предназначенные для окружающей температуры —4°С и выше. Низкотемпературные балласты должны иметь намного выше напряжение холостого хода, гарантируя зажигание лампы при всех условиях окружающей температуры.
Это физическое явление известно, как «эффект Пен-нинга», названного так по имени ученого, впервые открывшего, что в смеси газов при определенных условиях значение таунсендовского коэффициента а может быть много выше, чем для каждого газа в отдельности
[Л. 3-7].
Рисунок 3-10 показывает данные Пеннинга о коэффициенте а для неон-аргоновой смеси, как функции Е/р при различных концентрациях аргона и неона [Л. 3-8]. Становится ясным, что чем выше значение а, тем может быть ниже пусковой потенциал, обеспечивающий пробой при данном давлении.
Для ин!ерпретации эффекта Пейнинга, имеющего свои критерии, берут известную смесь Пеннинга, в которой атомы, составляющие главную часть смеси газа, должны иметь наиболее низкий уровень возбуждения метастабилей, чем потенциал ионизации меньшей составляющей в смеси. При этих условиях метастабильные атомы главной составляющей газа, сталкиваясь с атомами, находящимися в меньшинстве, могут передавать им полную энергию возбуждения, ионизируя их при этом.
Рис. 3-10. Ррафик зависимости а/Е от Е/р для неон-аргоновой смеси, показывающий эффект Пеннинга. Параметр в процентах аргона в смеси.
-----------лампы постоянного а при данном давлении, показывающие, что Е/р достигает при данном а минимума при 0,1% аргона.
Причина, почему этот процесс увеличивает коэффициент ионизации, заключается в следующем. Имеется очень большая вероятность того, что при пробое каждый электрон может достигнуть кинетической энергии, равной энергии нижнего уровня возбуждения атомов газа, в котором наступает пробой. Существует только два механизма потери энергии электроном: потери при упругом ударе и потери возбуждения; плотность электронов слишком мала для энергии, приходящейся на
73
ДоЛю других электронов. Потери при упругом ударе малы и электрон продолжает получать энергию от приложенного электрического поля до тех пор, пока не приобретет запас энергии, достаточный для неупругого удара, при котором он может потерять почти всю свою кинетическую энергию.
Еслй атом сталкивается с невозбужденным до мета-стабилыюго уровня атомом, то не может произойти ионизация атома. Атом либо излучает, либо он снова и далее возбуждается другими электронами. Если же атом возбужден до метастабильного уровня, сколько бы энергии ни было запасено, атом не может излучать. Он должен потерять эту энергию либо при другом столкновении диффундировать к стенке и отдать ей эту энергию. Если он столкнется с другим атомом, он может передать энергию возбуждения и, когда условия Пеннинга удовлетворяются, ионизировать второй атом.
Таким образом, эффект Пеннинга превращает одну весьма высокую вероятность, что каждый электрон будет получать энергию до тех пор, пока не произойдет возбуждающего соударения, в другую высокую вероятность, что результатом этих соударений будет ионизация. Но почему должен существовать максимум при такой низкой концентрации, меньшей составляющей смеси газа? Ясно, что чем выше концентрация меньшей составляющей смеси, тем больше вероятность того, что атомы могут быть ионизированы метастабилями большей составляющей газа, прежде чем они потеряют энергию другим путем; иными словами, а будет увеличиваться с увеличением концентрации, вызывающей этот эффект. Уменьшение а при более высоких концентрациях аргона, показанное на рис. 3-10, может явиться следствием уменьшения вероятности образования метастаби-лей неона.
Проблема, конечно, заключается в том, что атомы, составляющие меньшинство, также имеют уровень возбуждения ниже, чем потенциал ионизации. Эта проблема может быть лучше понята на примере смеси аргон—• неон. Вероятно ли это для электрона, достигшего энергии 11,55 В (самый низкий уровень потенциала, необходимого для образования метастабиля аргона)? Скорее всего, этот процесс протекает следующим образом: вначале электрон может получить дополнительное увеличение потенциала на 5 В, будучи ускоренным электричес
74
ким полем, и по достижении им энергии метастабильного уровня неона 16,62 В он может возбудить атом неона до метастабильного уровня или электрон соударится с атомом аргона, возбуждая при этом атом и теряя всю свою энергию. Опуская детали о дрейфовой скорости и эффективном сечении для соударения, ясно, что вероятность второго события возрастает за счет первого, так как возрастает концентрация атомов аргона. Так как условия образования возбужденных или метастабильных атомов аргона далеки от оптимальных (в смеси пеон — аргон) для создания как ионов, так и метастабилей, то коэффициент ионизации а уменьшается с увеличением концентрации аргона, когда этот процесс преобладает.
Таблица 3-1
Энергия метастабилей и потенциал ионизации для различных разряженных газов и ртути
Газ	Потенциал образования метастабилей, В	Потенциал ионизации, в
Гелий	19,80	24,58
Неон	16,62	21,56
Аргон	11,55	15,76
Ртуть	4,67	10,43
Криптон	9,91	14,00
Ксенон	8,32	12,13
Если это принять, затем также учесть, что определенное значение а, требуемое для зажигания самостоятельного разряда, задается геометрией, то наименьшее отношение Е/р для этого значения (рис. 3-10) получается в аргоне при концентрации около 0,1%.
Это явление важно в люминесцентных лампах, потому что ртуть и инертный наполняющий газ образуют смесь Пеннинга. Причиной для широкой вариации напряжения зажигания в зависимости от окружающей температуры является изменение концентрации ртутных паров в газе с изменением окружающей температуры. Рассмотрим табл. 3-1, где даны потенциал образования метастабилей и потенциал ионизации для различных инертных газов и ртути.
Чистый гелий, неон и аргон образуют смесь Пеннинга со ртутью, в то время как криптон и ксенон не образуют такой смеси. Более того, оптимум концентрации
75
ртути в аргоне для максимума а составляет около одной десятитысячной, значение, которое хорошо согласуется с минимальным напряжением зажигания при температуре, близкой к комнатной и для давлений аргона, имеющих оптимум в силу других причин. Эффект Пеннинга может быть реализован на практике при аргонном наполнении лампы при стандартных условиях, когда напряжение зажигания 160 В; такие же лампы, наполненные криптоном, имеют напряжение зажигания 240 В. Криптон не имеет широкого распространения как наполняющий газ в люминесцентных лампах преимущественно по этой причине.
3-4. КОНЦЕНТРАЦИЯ ПОЛЯ И ПРИСТЕНОЧНЫЕ ЭФФЕКТЫ
Наиболее важное явление в зажигании люминесцентных ламп может быть проиллюстрировано с помощью рис. 3-11,а, где показана зависимость напряжения зажигания лампы от сопротивления внешней поверхности9 [Л. 3-9]. Заметим, что для промежуточного значения
Рис. 3-11. Зависимость напряжения зажигания лампы мгновенного пуска мощностью 40 Вт от внешнего поверхностного сопротивления (в); поле на конце лампы, имеющей внешнее низкоомное покрытие в виде пленки (б), н поле с высокой напряженностью между поверхностным разрядом на внутренней стенке трубки и низкоомиой наружной поверхностной пленкой (в).
А — низкоомное пленочное покрытие с потенциалом на нем, равным Uх х/2; В — поверхность с отрицательным зарядом; С — стеклянная стенка трубки; D — отклонение линий электрического поля.
76
юпротивления напряжение зажигания увеличивается >чень круто, в 2—3 раза по сравнению с более низким 1 высоким сопротивлениями [Л. 3-10].
Это явление иллюстрирует важность необычного рас-гределения потенциала между двумя электродами. Для 1ромежуточных значений поверхностное сопротивление хостаточно низко и защищает лампу от эффекта поверх-гостного разряда при еще достаточно высоком прило-кенном к лампе потенциале между различными электродами и очень небольшом разрядном токе. Градиент тотенциала внутри лампы нормальный, имеющий максимальное значение, приблизительно равное отношению U^.xIL. Поле в лампе может иметь достаточно высокую напряженность перед тем, как в ней возникает таунсендовская лавина. Напряженность поля пробоя корреспондируется со значением Е/р, приблизительно равным 0,04 В/(см-Па).
Рассмотрим теперь случай на рис. 3-11,6, когда поверхностное сопротивление очень низкое, и примем промежуточное значение потенциала между двумя электродами. Напряженность поля в газе вблизи каждого электрода на много выше, и ее приблизительно можно оценить как 1	где R — радиус трубки,
a D — ее диаметр. Таунсендовская лавина может возникнуть между электродом и стенкой, где Дх.х намного ниже, стеклянная стенка заряжается и будет иметь потенциал, близкий к потенциалу электрода, как на рис. 3-11,6.
Как видно на рис. 3-11,в, по направлению к аноду образуется ведущее поле с высокой напряженностью, заряжающее участок на стенке, возникает таунсендовская лавина, отрицательно заряженный участок стенки постепенно перемещается вдоль трубки. Ионизирующие лавины продолжают ступенчато продвигаться вдоль трубки до тех пор, пока не достигнут противоположного электрода. Поскольку лавины всегда возникают в местном электрическом поле с напряженностью намного выше, чем среднее значение междуэлектродного поля, процесс зажигания может завершиться при значительно более низком общем потенциале.
Преимущество, создаваемое этим эффектом во всех люминесцентных лампах, устанавливаемых в осветительной арматуре, связано с наличием металлического отражателя и металлического кожуха балласта. Имеет-
77
ся, конечно, в виду, что эти металлические час^и заземлены 10.	'
Так как большинство балластов содержит автотрасс форматоры, то один электрод лампы находится под потенциалом питающей сети, а другой имеет повышенный потенциал по сравнению с основным. Может быть, наконец, что один электрод лампы имеет значительное отличие в потенциале между ним и арматурой или отражателем, находящимся на расстоянии нескольких сантиметров от лампы. Процесс пуска всегда неизменно соответствует одному из режимов, показанных на рис. 3-11,6 и в, и требуемым напряжениям зажигания ламп, взятым в соответствии с расчетом на этот эффект.
Одна из проблем, возникающая при оборудовании люминесцентного освещения, состояла в том, что поверхность лампы непрерывно покрывалась пленкой влаги; эта пленка может иметь поверхностное сопротивление, близко корреспондирующееся с сопротивлением, соответствующим максимальному напряжению зажигания на рис. 3-11,а. В сырой день летом большое количество ламп в установке по этой причине может не зажигаться.
Эта проблема была решена в городах путем покрытия ламп гидрофобной кремнийорганической пленкой, которая предохраняет лампу от образования на ней влажной пленки. В Европе предпочитают использовать узкую проводящую полосу, наносимую на поверхность стекла, имеющую достаточно низкое сопротивление и обеспечивающую получение концентрации поля на электродах. Может быть также использована проводящая полоса, расположенная внутри трубки. В общем, эти способы не имеют преимуществ в наружных осветительных установках из-за низкой прозрачности пленки (снижение светового потока) и относительно высокой стоимости кремнийорганического покрытия, хотя оно работает совершенно удовлетворительно.
Глава четвертая ЭЛЕКТРОДЫ
4-1. ВВЕДЕНИЕ
В этой главе рассматриваются свойства и поведение электродов люминесцентной лампы. Электроды — основные конструктивные элементы, служащие для того, что-78
бы обеспечить необходимое поступление тока на одной конце ламцы и прием его на другом конце. Так как лампа работает, на переменном токе, каждый электрод выполняет свой финкции в течение половины периода. Как будет показано ниже, при конструировании электрода принимают компромиссные решения, чтобы обеспечить выполнение электродом обеих функций.
Рис. 4-1. Распределение ионной и электронной составляющих тока в разряде типичной люминесцентной лампы.
А — положительный столб; В — отрицательное свечение; С — область анодного падения; D — анод; Е — катод; re, ri — доля электронной и ионной составляющих плотности тока соответственно в общей плотности разрядного тока /.
В гл. 2 при рассмотрении работы столба разряда указывалось, что электроны в плазме переносят большую часть тока, около 99,9%. Электрод на отрицательном конце лампы (катод) и непосредственно примыкающая к нему область разряда (отрицательное свечение) должны обеспечивать поступление необходимого потока электронов к отрицательному (концу столба разряда. Положительный электрод (анод) должен принимать из примыкающей области разряда электронный ток, равный всему разрядному юку. На рис. 4-1 показаны относительные значения ионной и электронной составляющих тока.
В положительном столбе и на границе отрицательного свечения направленный к отрицательному электроду поток положительных ионов равен приблизительно 0,1 % 7/е, где е — заряд электрона, а направленный к положительному электроду поток электронов равен примерно 99,9% 7/е. Однако, как увидим далее, в люминесцентной лампе на поверхности катода приблизительно 10% тока переносится положительными ионами и только 90% — электронами. Следовательно, отрицательное свечение
79
представляет переходную область между поверхностью катода и концом положительного столба, в которой обеспечивается необходимое равновесие потокбв ионов и электронов.	/
В отрицательном свечении скорость ионизации, необходимая для того, чтобы поток ионов да катод составлял 10%, должна быть во много раз ^больше скорости ионизации в положительном столбе разряда. Это вызывает большие затраты энергии и связано с возникновением довольно высокого падения потенциала. В разряде с горячим катодом, как, например, в люминесцентной лампе, это падение потенциала, которое называется катодным падением, сосредоточено в тонкой пленке на поверхности катода. Толщина этой пленки меньше 0,1 мм. Катодное падение находится в пределах от 5 до 15 В.
На другом конце положительного столба анод не эмиттирует положительные ионы. Весь ток, проходящий через анод, должен переноситься электронами. Свойства покрытой пленкой околоанодной области разряда, премыкающей к столбу, зависят от соотношения полного тока разряда и электронного тока, достигающего анода, исключительно за счет диффузии.
Напомним, что ранее при рассмотрении вопроса о поведении положительного столба установили, что электроны имеют сферически симметричное максвелловское распределение скоростей и их средняя энергия порядка 1 В, что соответствует температуре около 11 000 К. Плоскую поверхность А (рис. 4-1), находящуюся в плазме и поддерживаемую при потенциале плазмы, пересекает хаотический электронный ток ir, возникающий при тепловом движении электронов. Если пренебречь побочными влияниями, то значение этого тока может быть вычислено по законам статистики Максвелла
ir=ene
(4-1)
где т — масса электрона.
Если анодный ток, извлеченный из разряда, должен быть меньше хаотического тока 1Г, извлеченного при потенциале плазмы, то анод должен быть заряжен отрицательно относительно плазмы. Собираемый анодом хаотический ток уменьшается, так как более медленные электроны плазмы не способны достичь анода вследст-80
вие наличия тормозящего ШТен1ДиаЛа и, следовательно, потенциал принимает такое значение, чтобы
\	(4-2)
где V — отрицательный задерживающий потенциал; Те— электронная температура; iA—-анодный электронный ток, который должен быть принят анодом. Он больше, чем собственный анодный ж, на небольшую величину, равную тому ионному току, который собирает анод, будучи отрицательно заряженным t*° отношению к плазме.
Рис. 4-2. Схематическое изображен^ основных частей разряда и распределения потенциала на них.
С другой стороны, если требуемый анодный ток больше хаотического тока ir, то анод должен быть заряжен положительно относительно плазмы, чтобы привлечь к себе больше электронов.
Разность потенциалов между анодом и плазмой называется анодным падением, оно обычно сосредоточено на пленке, толщина которой менЬ1Пе 1 мм. В люминесцентных лампах анодное падение почти всегда положительно и обычно лежит в пределах от 1 до 10 В.
На рис. 4-2 схематически изображены основные области распределения потенциала. В люминесцентной лампе мощностью 40 Вт длина положительного столба 6—69	gj
приблизительно равна 112 см; отрицательное/свечений представляет собой светящийся шар с диаметрбм в 3 см; области катодного и анодного падений имеют размеры, которые были названы выше. Темное фара^еево пространство— это сравнительно слабо излучающая область толщиной около 1 см, расположенная меЖду отрицательным свечением и концом положительного столба, и называется оно по аналогии с подобным темным пространством в тлеющем разряде по имени впервые обнаружившего его М. Фарадея (М. Faraday).
Рис. 4-3. Фотография аргоно-ртутного разряда в колбе без люминофора, горящего на постоянном токе. Четко видны различные области разряда.
На рис. 4-3 представлена фотография газоразрядной лампы в колбе без люминофора, работающей на постоянном токе, на которой показаны различные части разряда.
Из изложенного выше ясно, что для того чтобы анодное падение было нулевым или отрицательным, необходимо использовать аноды с большой площадью поверхности. Однако большая площадь электрода нежелательна, если электрод выполняет функцию катода. Как уже было отмечено в гл. 3, катод должен очень быстро нагреваться до температуры термоэлектронной эмиссии, чтобы избежать довольно длительных периодов тлеющего разряда, во время которых происходит катодное распыление. Но катод с большой площадью поверхности быстро назреть невозможно, особенно в тех схемах, где тлеющий разряд сам обеспечивает значитель-82
вую энергию для нагрева катода. Поэтому почти никогда невозможна сделать анод с такой площадью поверхности. чтобы обеспечить нулевое анодное падение. Положительное анодное падение обязательно приводит к передаче значите.А эй добавочной энергии аноду за счет кинетической эн ргии, приносимой на анод электронами. Обычно идут на компромисс и делают так, чтобы часть анодною тока принималась нагретой до высокой температуры эмпттирующей электроны поверхностью электрода и чтобы результирующая энергия составляла часть всей энергии, необходимой для нагревания эмиттера до его рабочей температуры.
Последний компромисс, на который идут в конструкции эмиттера, объясняется двумя требованиями к последнему.
Катод не только должен эмиттировать электроны в течение длительного периода работы лампы, он должен выдержать, по крайней мере, 5000 включений, каждое из которых может привести к тем последствиям, о которых говорилось в гл. 3. Лучше всего будет обеспечивать длительный срок службы низкотемпературный эмиттер с большой поверхностью и с очень большим запасом активированных щелочноземельных окислов. Однако из-за большой массы и медленного нагревания такой катод не выдержит 5000 включений в течение срока службы. Катод, который лучше всего противостоит разрушению при включениях, должен иметь небольшие размеры, небольшую массу, при этом он нагревается за 11ь с, но в рабочих условиях он не выдерживает и 1 ч. Максимальный срок службы эмиттера определяется компромиссом между этими двумя противоположными требованиями.
В следующих двух параграфах будет довольно подробно рассказано о физических процессах, происходящих в приэлектродных областях разряда. Большая часть материала, которая будет представлена в § 4-2, ранее не была опубликована, хотя и обсуждалась в докладах па научных конференциях. Однако следует подчеркнуть, что автор довольно резко расходится во мнении с авторами некоторых опубликованных работ. Автор сомневается в том, что его экспериментальные данные неверны, но, вероятно, могут быть различные мнения относительно их интерпретации.
6*
83
4-2. ВАЖНЕЙШИЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ НА КАТОДЕ
а)	Принципиальное устройство катодё
Работа катода в большой степени зависит от его геометрической конфигурации. Следовательно, важно понять довольно сложное устройство катода, применяемого в люминесцентных лампах, удовлетворяющего всем
11 В
Рис. 4-4. Фотографии триспи-рального катода, смонтирован, ного на стеклянной ножке (а), триспирального катода с покрытием (покрытие кажется темным из-за опознавательной краски, которая затем удаляется) (б) и электродного узла, снабженного «усами>, которые прикрепляются к электроду для собирания части анодиого тока, чтобы предотвратить перегрев эмигрирующего покрытия (в настоящее время «усы> применяются только в высокоинтенсивных лампах) (в).
противоречивым требованиям к нему. Катод использует термоэлектронную эмиссию щелочноземельных окислов и должен удерживать эти окислы на месте, даже когда они подвергаются действию высоких температур при зажигании. Иногда применяются довольно сложные для изготовления «корзинки» из вольфрамовой проволоки, которая служит и для закрепления эмиссионного покрытия и в некоторых схемах для нагревания покрытия при прохождении тока через вольфрамовую проволоку.
84
На рйс. 4-4 показаны основные конструкции электродов из вольфрамовой проволоки, которые представляют собой вольфрамовую спираль, состоящую из витков тонкой проволоки (первичной), навитой вокруг проволоки большого диаметра (керна). Эта первичная спираль навивается повторно (вторичная спираль). Когда вторичная спираль навивается еще раз, тогда она называется
Рис. 4-5. Фотография поперечного сечения катода. Сечение выполнено в плоскости, перпендикулярной к оси вторичной спирали, которая направлена на северо-восток. Ось этой спирали находится поза-
ди плоскости фотографии и указывает на северо-запад.
А — поперечное сечение вольфрамового проволочного керна; В — первичная спираль, навитая на керн; С — катодное покрытие (смесь оксидов бария, стронция и кальция).
триспираль [Л. 4-1], она показана на ножке до нанесения покрытия на рис. 4-4,а, а на рис. 4-4,6 — эта же спираль после нанесения покрытия. В некоторых конструкциях используется биспираль.
При изготовлении лампы внешний край тарелочки приваривается к концу трубки для образования вакуумноплотного спая. На рис. 4-4,в показана пара дополнительных электродов. Эти электроды необходимы в некоторых лампах для увеличения площади поверхности анода, чтобы уменьшить долю энергии, принимаемой по-
85
крытой спиралью, иначе спираль будет очень7перегреваться.
На рис. 4-5 представлено поперечное сечение покрытой оксидом спирали. Вольфрамовая проволока играет роль арматуры для удержания и прочного закрепления эмиссионного материала. Здесь представлено сечение вторичной спирали, ось которой находится в плоскости фотографии и направлена приблизительно на северо-восток.
Разные изготовители применяют катодные покрытия различных составов. Эти составы предназначены для уменьшения потемнения концов лампы из-за испарения или других изменений эмиссионного материала и максимального увеличения срока службы электродов. Фирма «Сильвания» («Silvania») прибавляет небольшой процент ZrO2 к эмиссионному покрытию [Л. 4-2]. Точная функция этой присадки в физике и химии покрытия неизвестна, но со времени ее открытия применение этой присадки уменьшает примерно в 3 раза испарение бария с катода и примерно на столько же увеличивает срок службы ламп.
Существуют определенные разногласия среди конструкторов люминесцентных ламп относительно действительного источника электронной эмиссии с катода люминесцентной лампы. Некоторые (в том числе и автор данной книги) утверждают, что она происходит с поверхности активированного оксидного покрытия, расположенного между витками вольфрамовой проволоки. Другие придерживаются мнения, что оксид служит просто источником металлического бария, который напыляется на поверхность вольфрамовой проволоки, образуя монослой бария для уменьшения работы выхода вольфрама.
На рис. 4-6 представлена фотография, подтверждающая мнение автора. Этот катод работает в разряде постоянного тока при низком давлении около 0,1 Па (10~3 мм рт. ст.). В этих условиях электроны, проникающие сквозь катодную пленку и появляющиеся в области отрицательного свечения с энергией, равной катодному падению, имеют относительно большую длину свободного пробега, предшествующего возбуждению или неупругому соударению; их траектории представляют собой приблизительно прямые линии из точки их вылета. Эти прямолинейные следы становятся видны при воз-86
буждении атомов газа электронами. Если по этим следам пройти в обратном направлении к поверхности катода, то можно обнаружить место возникновения электронов на поверхности катода.
На рис. 4-6,a, где имеет место свечение самого разряда около центра активного сегмента катода, видны два пучка света. Эти два трека направлены в сторону наблюдателя. Сравнение рис. 4-6,а с рис. 4-6,6, где изо-
Рис. 4-6. Фотографии разряда на катоде при очень низком давлении. а — фотография, снятая при свете разряда. «Лучи» представляют собой излучение, вызываемое прохождением электронов с энергией катодного падения; и имеют вид почти прямых линий (из-за низкого давления), направленных в сторону, откуда они первоначально испущены. Два диагональных ярких пучка в верхней половине центра имеют направление в сторону наблюдателя. Диагональные пучки больше соответствуют белым (световым) частям покрытия, чем темным частям вольфрама; о — та же фотография, но с дополнительным освещением, показывающая, что электроны с катода преимущественно излучаются с участков покрытия, расположенных между витками вольфрамовой проволоки, чем с вольфрамовой проволоки, покрытой слоем бария, бражено то же самое, но с дополнительным внешним подсвечиванием, показывает, что начальные точки этих треков более соответствуют белым, покрытым оксидом участкам, чем темным или блестящим поверхностям проволоки. Следовательно, электроны предпочтительно излучаются с участков оксидного покрытия, расположенных между витками проволоки, чем с вольфрама, покрытого монослоем бария.
б)	Основной катодный механизм
Опишем основной катодный механизм следующим образом. При рабочей температуре катод имеет определенную термоэлектронную эмиссию при нулевом электрическом поле. Эта способность эмиттировать электроны^ усиливается (с коэффициентом от 2 до 100) под действием ускоряющих полей на поверхности катода
87
[Л. 4-3]. Это ускоряющее поле создается ионным прост ранственным зарядом в катодной оболочке и, следо вательно, увеличивается при наличии ионного ток; на катод.
Ионы, достигающие катода, образуются в области отрицательного свечения электронами, ускоренными катодным падением (оно создается на катодной пленке) и «инжектируется» в отрицательное свечение с энергией, приблизительно равной полному катодному падению. Ионы, образованные в области отрицательного свечения, в свою очередь отличаются по энергии от электронов, ускоренных катодным падением. Ионы, достигающие катода, бомбардируют его с почти полной энергией катодного падения; подводимая ионами к катоду энергия занимает большую долю в балансе энергии катода, и, следовательно, эта энергия является определяющей температуру катода.
Таким образом, основной определяющей ролью катодного падения и температуры катода является создание суммарного общего тока, состоящего из эмиссионного электронного тока (термоэлектронная эмиссия при температуре Тк, увеличенная за счет ускоряющего поля, создаваемого положительными ионами) и ионного тока. Покажем с помощью вычислений катодного падения и ионного тока катода, размеров толщины пленки потенциала, что:
1)	ускоряющие поля на катоде слишком малы для создания сколь-либо заметной эмиссии поля;
2)	все известные типы вторичной эмиссии вызывают незначительный электронный ток при значительных допусках на коэффициенты вторичной эмиссии;
3)	необходимо увеличивать нулевое поле термоэлектронной эмиссии за счет ускоряющих полей, что подтверждается известными свойствами оксидных катодов [Л. 4-3].
в)	Основные уравнения, описывающие процессы на катоде
Система из пяти уравнений описывает процессы на катоде в разряде с горячим катодом *
* Разряд с катодным падением, приблизительно равным потенциалу ионизации газа, называется сейчас дугой, хотя этот термин первоначально применялся только к разрядам при высоком давлении.
88
/=/++/-;
1_=1а(Гк)М(Ек, Гк);
TK = f(PK, PR, I+UK, 1ФК\, EK=<f(I+, UK\, I+ = ge(UK)I_.
(4-3) (4-3a) (4-36) (4-Зв) (4-3r)
Уравнение (4-3) есть уравнение непрерывности тока, утверждающее, что общий катодный ток I равен сумме ионного тока к катоку /+ и полного электронного тока, эмиттируемого катодом Уравнение (4-За) описывает термоэлектронную эмиссию катода под влиянием ускоряющих полей. Общая электронная эмиссия представляет эмиссию при нулевом поле /о(Т’к), помноженную на множитель М, который в свою очередь является функцией ускоряющего поля на поверхности катода Ек и температуры катода Тк. Выражение (4-36) связывает температуру Тк с мощностью нагрева катода Ptt; джоу-левыми потерями PR, где R—сопротивление катода; мощностью, приносимой ионами Е-Uv, где UK — катодное падение; потерями на охлаждение катода за счет эмиссии электронов /Фк, где Фк — работа выхода катода. Ускоряющее поле у поверхности катода является функцией ионного тока 1+ и катодного падения UK уравнение (4-За). Ионный ток к катоду пропорционален вероятности е, с которой эмиттированный электрон генерирует ион в отрицательном свечении, помноженной на вероятность g, того, что этот ион достигнет катода при общей электронной эмиссии /_.
Существует возможность измерить многие из этих величин и с их помощью вычислить оставшиеся неизвестные, именно на их измерении основано понимание процессов на катоде.
г)	Измерение различных параметров катодов
Ионный ток к катоду. Наиболее трудное измерение, которое в общем случае не может быть выполнено, это измерение ионного тока к катоду. Однако оно может быть выполнено для частного случая, а его результаты использованы в других случаях. Метод измерения зависит от множества свойств отрицательного свечения, которые были выяснены при целом ряде измерений с помощью подвижных зондов [Л. 4-4].
89
ff) £----------1-------1_______1_______L_ I
0	1,0	2,0	3,0	4,0
Расстояние от методе,, см
Рис. 4-7. Распределение плотности электронов и потенциала в области отрицательного свечения в зависимости от расстояния от нагретого катода при разряде постоянного тока и давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) неона плюс насыщенный пар ртути при указанной температуре.
а — распределение плотности. Точка 4,25 см приблизительно соответствует началу положительного столба. Плотность электронов в отрицательном свечении в 5—10 раз больше, чем в положительном столбе; б — распределение потенциала. Электронный ток переносится из области отрицательного свечения к положительному столбу в основном за счет диффузии, вызываемой наличием очень большого градиента плотностей, показанного на рнс. 4-7,0, направленного против тормозящего электрического поля. Это же поле стремится оттолкнуть ионы, образованные в отрицательном свечении за пределами максимума потенциала, от катода, а не по направлению к нему.
90
Читатель, не знакомый с техникой и интерпретацией зондовых измерений, найдет их в приложении Б.
На рис. 4-7—4-11 показаны основные результаты измерений в разряде на постоянном токе. Катод нагревался от отдельного источника переменного тока Даким образом, чтобы обеспечивалась приблизительно равномер-
Рис. 4-8. Логарифмическая зависимость зондового тока от напряжения на зонде. Прямая линия на графике, например 4, соответствует максвелловскому распределению электронов по энергии; графики типа кривой 1 соответствуют группе максвеллизовапиых электронов с наложением группы электронов с высокой энергией («первичные» электроны); графики типа кривых 5 и 6 (для снятия которых зонд помещается в темное фарадеево пространство) соответствуют максвелловскому распределению с дефицитом электронов с высокой энергией. Эти графики произвольно расположены вдоль оси напряжения, чтобы не смещать их. Они были получены в разряде в пеоне при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) плюс насыщенный пар ртути при /=40°С. Кривая 1 снята на расстоянии 0,25 см от катода; кривые 2— 0,75 см; 3 —
1,5 см; 4 — 2 см, 5 — 3 см и 5 — 4,25 см от катода.
91
Йа рис. 4-7,а, б представлены плотность электронов и потенциал в отдельных точках в области отрицательного свечения в функции расстояния от катода. Из этих рисунков видно, что отрицательное свечение представляет собой плазму с высокой плотностью, в которой градиенты потенциала малы. Они обусловлены амбиполярными диффузионными полями kTgjR, где/?—радиус разрядной трубки.
Рис. 4-9. Распределение электронов по энергии, рассчитанное па основе рис. 4-8. Кривая построена по методу Дрювестейна, модифицированного Медикусом (Medicus) [Л. 4-5]. Группа электронов с низкой энергией обусловлена вторичными электронами, в то время как группа электронов, обладающая высокой энергией, обусловлена первичными электронами, эмиттированными с катода и «вбрызгиваемыми» в отрицательное тлеющее значение с энергией, близкой к катодному падению, равному 15 В. Большая часть ионов, образовавшихся в отрицательном свечении, получена за счет первичных электронов.
На рис. 4-8 в логарифмическом масштабе представлен электронный ток на зонд в зависимости от потенциала зонда, находящегося в плазме. Из рис. 4-8 видно, что электроны в области отрицательного тлеющего свечения состоят из двух групп: из группы максвеллизован-ных электронов и дополнительной группы электронов с высокой энергией около катода. Обнаружено, что электроны с высокой энергией не достигают темного фара-деева пространства и поэтому оно темное.
На рис. 4-9 изображены схематически результаты анализа распределения электронов по энергии по методу Дрювестейна (Druyvestyn), модифицированному Медикусом (Medicus) [Л. 4-5]. Группа электронов, обладающих высокой энергией, называемая «первичными элек-92
тронами», эмитгироваййыми катодом И ускоряемое катодным падением, но еще сохраняющие большую часть
энергии в отрицательном свечении, несмотря на то, что они имеют хаотическое распределение направлений движения благодаря упругим столкновениям. Группа мак-свеллизованных электронов («вторичные электроны») —
те, которые образованы при ионизации атомов газа первичными электронами.
На рис. 4-10 показано проникновение первичных электронов в отрицательное свечение. Рисунок иллюстрирует примерно экспоненциальный характер коэффициента рассеяния.
На рис. 4-11 представлена схематически зависимость коэффициента рассеяния а от |/ЗЛРс, где Рс — вероятность упругого столкновения электрона с энергией UK с атомами газа на 1 см длины свободного пробега, а — вероятность неупругого столкновения. Как указано в [Л. 4-4], существование здесь хорошего соответствия подтверждает, что первичные электроны сохраняют свою энергию (и идентичность в распределении энергии) до неупругого
Рис. 4-10. Зависимость плотности первичных электронов от расстояния до катода при разряде в неоне с насыщенными парами ртути при указанной температуре и давлении 130 Па (1 мм рт. ст.). Кривые произвольно размещены (через порядок) во избежание путаницы. Данные хорошо описываются функциейе~~ах, значения а приведены на рисунке.
столкновения, после чего
образуется ион или возбужденный атом. Интегрируя рас-
пределение электронов по энергии, легко показать, что большая часть ионизации в отрицательном свечении происходит за счет первичных электронов. Таким образом, распределение скорости образования ионов в отрицательном свечении зависит от первичных электронов,
93
плотность которых уменьшается при удалении от катода по экспоненте с постоянной скоростью, которая известна, если известен состав смеси газов.
Вернемся к рис. 4-7,а, б, которые показывают, что ионы образуются в области слабых электрических полей и относительно слабые поля заставляют их вернуться к катоду. На рис. 4-7 не показаны сравнимые по напряженности амбиполярные диффузионные поля, которые
дируют от катода, но сохраняют
Рис. 4-11. Зависимость постоянной уменьшения плотности первичных электронов от |/ ЗР[РС для данной смеси газа.
Эти данные согласуются с тем, что первичные электроны, поденные в приблизительно раВ1Юпотенп,н-альное отрицательное свечение с полной энергией катодного падения, совершают большое число упругих столкновений с атомами газа после того, как они диффун-болыпую часть избыточной энергии
и аналогичное распределение энергии до совершения неупругих столкновений.
О — неон; ф— аргон; А — 80% неона И 20% аргона; V — криптон.
заставляют ионы двигаться к стенкам трубки или к держателям катода. Фактическую часть ионов g, которая достигает катода, трудно вычислить, но приблизительно она составляет около 30%. Для измерения ионного тока важно, что при выборе подходящей смеси наполняющего газа глубина проникновения первичных электронов и расстояние от катода, где образуется в среднем ион, может быть около 1 см.
На рис. 4-12 показан электрод такой конструкции, которая дает возможность измерить ионный ток. Он состоит из двух перевитых спиралей, одна из которых имеет покрытие, другая — нет. Они находятся на довольно большом расстоянии (1 мм) друг от друга по сравнению с толщиной пленки (менее 0,1 мм) и маленьким по сравнению с глубиной проникновения электронов. Непокрытая спираль работает при температуре 1400°С с дополнительными отрицательными скосами в 15 В. Сочетание высокой температуры и энергичной ионной бом-94
Рис. 4-12. Геометрия покрытий спирали и спирали без покрытия для измерения иоииого тока.
7 — покрытая спираль; 2 — спираль без покрытия; С—расстояние между спиралями около 1 мм; D — глубина проникновения электронов около 1 см.
бардировки способствует удалению оксида, напыляемого с покрытой спирали сразу же, как только он откладывается, так что непокрытая спираль остается чистой и имеет
очень малую термоэлектронную эмиссию, характерную для чистого вольфрама при Т=1400оС.
Таким образом, только покрытая спираль эмиттиру-ет электроны, в то время как обе спирали имеют приблизительно одинаковый шанс собирать ионы, образованные в отрицательном свечении первичными электронами. Общий ионный ток в 2 раза больше тока в чистой спирали, а ток первичных электронов равен току в покрытой спирали за вычетом тока в чистой спирали. Результаты измерения ионного тока к катоду показаны на рис. 4-13. При начальном напряжении 11—12 В происходит ионизация ртути, вызванная, во-первых, образованием мета-стабильных атомов аргона, которая не зависит от тока, и, во-вторых, ступенчатая зависящая от общего тока. Очевидно, что все они, достигающие катода, являются в основном ионами ртути, так как UK всегда меньше потенциала ионизации аргона или неона.
Изготовление большого количества таких сложных перевитых спиралей неудобно. Следует отметить, что если опытный катод имеет приблизительно те же размеры, что и длинный двухспиральный катод, так же расположены держатели в колбе и они имеют те же размеры, разряд происходит в такой же смеси газов, граничные условия амбиполярной диффузии те же, тогда количество всех образованных нонов, собранных на этом опытном катоде, будет тем же. Следовательно, проблема определения ионного тока к такому экспериментальному катоду сводится к измерению катодного падения и определению тока по данным рис. 4-13.
95
Температура катода. Температура катода в дуговом разряде может быть определена с помощью оптического пирометра, который измеряет яркость поверхности в «красной» части спектра путем сравнения с яркостью нити при известной температуре11. В разрядах, с которыми имеем дело, в результате испарения бария и кальция из катода генерируется красное излучение в отрицательном свечении, которое отражается от горячего катода. Измерение яркостной температуры при наличии дугового разряда становится сравнительно неточным.
Рис. 4-13. Измеренная величина ионного тока -на катод иа один эмиттпрованный электрон в зависимости от катодного падения при разряде в смеси 90% неона, 10% аргона и насыщенных паров ртути прн 20°С при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.).
По нашей методике, рассматриваемой здесь, было измерено сопротивление вольфрамовой спирали (которое увеличивается с повышением температуры). Затем его сравнивали с зависимостью сопротивления вольфрама от температуры, замеренной пирометром при выключенном разряде, причем спираль нагревалась только путем пропускания тока подогрева для определения средней температуры. Сопротивление спирали могло быть измерено путем определения тока подогрева при фиксированном напряжении подогрева. Однако ток не мог быть измерен из-за ложных ионизационных токов, возникающих меж-
96
ду держателями спирали, погруженными в отрицательное свечение, поэтому для измерения тока подогрева при внезапном выключении дуги был использован осциллограф. Ионизационные токи исчезли через несколько миллисекунд, в то время как температура катода достигла нового равновесия за полсекунды.
Измерение тока подогрева спирали через несколько миллисекунд после выключения разряда дало точное значение температуры катода с включенным разрядом.
Рис. 4-14. Зависимость мощности, подводимой к катоду, от катодного падения для двух различных катодов, имеющих различную работу выхода. Разряд горит при токе 500 мА, давлении 130 Па (1 мм рт. ст ), в смеси газов: 90% пеона, 10% аргона и насыщенных паров ртути при 20°С.
Один из интересных фактов, обнаруженных во время этого эксперимента, заключался в том, что катод был во многих случаях холоднее при включенном разряде, чем при выключенном.
На рис. 4-14 дано схематическое изображение мощности двух катодов, получаемой катодом из дуги, в функции катодного падения. При катодном падении больше 11 В происходит нагревание благодаря ионной бомбардировке (подводимая мощность положительная). Ниже этого значения катодного падения катод, однако, отдает тепло в разряд. Это происходит вследствие его охлаждения электронами. Каждый электрон, эмиттируе-мый с катода, должен преодолеть энергетический барьер Фк для того, чтобы вырваться, таким образом происходит потеря энергии Фк на катоде. Из измерений, подобных измерениям, показанным па'рис. 4-14, вместе с из-7—6?	97
вестной энергией ионной бомбардировки можно вычислить работу выхода Фк, которая обязательно должна лежать между 1 и 2 В. Это вполне приемлемое значение для оксидного катода.
Термоэлектронная эмиссия при нулевом поле. В литературе представлено значительное количество методов измерения термоэлектронной эмиссии нулевого поля па катоде в газоразрядной трубке [Л. 4-7]. Все они основаны на определении резких изменений в характеристиках разряда в момент, когда разрядный ток становится больше, чем эмиссионная способность катода при нулевом поле. Когда катод может эмиттировать больше электронов, чем нужно для поддержания разрядного тока, некоторые из них должны быть отброшены назад к катоду, а замедляющее поле (область отрицательного пространственного заряда) должно находиться перед катодом.
Для работы катода нет необходимости в генерировании значительного количества ионов, катодное падение низко или равно нулю. Перед катодом обычно находится видимая темная область, а отрицательное свечение или очень мало, или совсем отсутствует. При увеличении тока разряда до уровня, превышающего термоэлектронную эмиссию нулевого поля, должен произойти переход к состоянию, описанному в § 4-26. Ускоряющие поля, появляющиеся около катода, положительные ионные токи, положительное катодное падение, исчезновение темного пространства, отрицательное свечение вокруг катода— любое из всех этих явлений может быть использовано для обнаружения перехода и, следовательно, для определения точки термоэлектронной эмиссии при нулевом поле. Использованный автором книги метод заключается в обнаружении исчезновения минимума потенциала пространственного заряда электронов и создания ускоряющего поля, что определялось по радиочастотному шуму разряда [Л. 4-8].
На рис. 4-15,а—в показано приблизительное изменение потенциала в зависимости от расстояния от катода для трех случаев: разрядный ток больше термоэлектронной эмиссии (рис. 4-15,а), разрядный ток точно равен термоэлектронной эмиссии (рис. 4-15,6), разрядный ток меньше термоэлектронной эмиссии (рис. 4-15,в). Только в случае рис. 4-15,в имеется отрицательный минимум потенциала перед катодом. Ионы, образованные 98
Рис. 4-15. Схематическое изображение распределения потенциала в при-катодной области для разрядного тока: больше термоэмиссии при нулевом поле (а), равного термоэмиссии (6) и меньше термоэмиссии (в).
в основной части столба и идущие к катоду, могут быть захвачены в этот потенциальный минимум. Когда это происходит, они колеблются взад и вперед и генерируют радиочастотный электрический сигнал, который может быть об-
наружен с наружной стороны
разрядной трубки. Частота колебания такая же, какая могла бы быть у ионов ртути в потенциальной яме соответствующей глубины и размеров.
Чтобы использовать этот сигнал для определения тер
моэлектронной эмиссии нулевого поля при температуре Тк, фиксируем Тк с помощью внешнего подогрева ка-
тода и медленно увеличиваем разрядный ток до такого значения, при котором радиочастотный шум прекращается. Это соответствует исчезновению минумума потенциала, переходу от случая рис. 4-15,в к случаю рис. 4-15,6 или а и, следовательно, к термоэлектронной
эмиссии катода при нулевом или ускоряющем поле.
На рис. 4-16 приведена осциллограмма радиочастотного шума при нескольких различных разрядных токах, из которой можно определить, что термоэлектронная эмиссия этого катода находится в пределах от 0,20 до 0,21 А.
Одним из интересных аспектов этих измерений было удивительное открытие того, что термоэлектронная эмиссия нулевого поля зависит (по крайней мере, в пределах интересующей нас температуры) от рода и давления наполняющего инертного газа, как показано на рис. 4-17. Эти данные получены для одного и того же катода при изменении рода наполняющего газа и его давления и могут быть воспроизведены в течение многих циклов.
«Теоретические» кривые, проведенные через данные точки, основаны на предположении, что эмиссия оксид-
7*
99
ного катода изменяется, как квадратный корень из кб-личества свободного бария [Л. 4-9], а количество свободного бария в свою очередь определяется равновесием между постоянной скоростью образования и скоростью потерь, ранее определяемой за счет испарения и диффу-
Рис. 4-16. Осциллограмма радиочастотного шума, обнаруженного снаружи разрядной трубки для трех различных разрядных токов.
Давление, Ла.
Рис. 4-17. Зависимость относительной термоэмиссии нулевого поля катода от давления наполняющего газа для трех различных газов. ---------экспериментальные; ------------вычислены при условии, что эмиссия пропорциональна корню квадратному из давления паров бария на катоде, которое в свою очередь зависит от коэффициента диффузии паров бария в наполняющем газе.
100
зии с катода в инертном газе-наполнителе. Чем тяжелое газ или выше давление, тем медленнее происходит диффузия и выше давление паров бария (и, следовательно, количество свободного бария на катоде при данной скорости его образования); преимущества более высокого давления газа и более тяжелого инертного газа для улучшения эмиссии катода очевидны.
д)	Вычисления, основанные на измерениях
Катодная оболочка. Данные рис. 4-13 показывают, что отношение ионного тока к электронному в люминесцентных лампах менее 20% при обычном для ламп катодном падении. При такой напряженности электрического поля скорость электронов примерно в 1000 раз больше скорости ионов. Поэтому в катодной оболочке, где ток состоит из потока электронов, выходящего за пределы оболочки, и потока ионов, движущегося внурь оболочки, плотность ионов должна быть соответственно в 50—200 раз больше плотности электронов. Ионы движутся в 1000 раз медленнее, по переносят от 5 до 20% тока.
Фактически можем рассматривать катодную оболочку как диод Чайлда—Ленгмюра (Child—L'angmuir), несущий ионно-пространственный заряд положительных ионов от внешней границы оболочки к катоду. С очень небольшой ошибкой можем пренебречь пространственным зарядом электронов. При данной плотности ионного тока и катодного падения толщина оболочки может быть описана выражением
5==7з(УЛ),/2(2е/т,.),/4И3к/4,	(4-4)
где UK—катодное падение напряжения, В; mt — масса иона, кг, 7+— плотность ионного тока, А/м2, so — диэлектрическая постоянная свободного пространства.
Поле на катоде, В/м, описывается выражением £к= 2	—Y/2 (/'/4 •	(4-5)
к 2s0c/m/ J	4
В табл. 4-1 даны толщина оболочки и напряженность электрического поля на поверхности катода для различной плотности ртутного ионного тока.
Отсюда вытекает два вывода. Во-первых, оболочка тонкая. Средняя длина свободного пробега ионов ртути в аргоне приблизительно равна 0,06/р, мм, где р — дав-
101
Таблица 4-1
Зависимость толщины оболойкн от плотности тока при катодном падении напряжения 10 В
Плотность ионного тока, мА/сма	Толщина оболочки, мм	Напряженность электрического поля на поверхности катода, В/см
1	0,11	900
10	0,030	2,9-Ю3
100	0,011	9-Ю3
1000	0,0030	2,9-10*
10000	0,0011	9-10*
ление аргона, 130 Па. При давлении аргона 330 Па (2,5 мм рт. ст.) средняя длина свободного пробега ионов приблизительно равна 0,025 мм, а для всех плотностей ионного тока больше 100 мА/см2 (в соответствии с плотностью общего тока в пределах от 0,5—1,0 А/см2) толщина оболочки значительно меньше длины свободного пробега ионов. В общем, плотность полного тока на катоде изменяется в пределах 1—50 А/см2, поэтому для любых практических целей можно с уверенностью сказать, что ионы не имеют столкновений в оболочке, а достигают катода с полной энергией катодного падения.
Некоторые авторы считали, что инертный газ с низким давлением и более легкий инертный газ уменьшают срок службы лампы, так как эти оба фактора в меньшей степени препятствуют приходу ионов на катод и поэтому дают больше возможностей для распыления эмиссионного материала. Автор данной книги полагает, что положение неверно и предполагает другое в § 4-2е.
Во-вторых, главное в том, что ускоряющие поля низки даже при относительно высоких плотностях ионного тока. Даже при большом допуске на усиление эмиссии за счет неровностей на поверхности ускоряющие поля много ниже Ю6—107 В/см, т. е. напряженности, необходимой для электронной эмиссии за счет поля. И вновь по этому вопросу в литературе о люминесцентных лампах много ошибок. Во многих низковольтных дугах (включая дугу с чисто ртутным катодом), где имеют место очень высокие плотности общего тока 10 000 А/см2 и более, плотности ионного тока тоже очень высоки, поля на катоде очень большие; эмиссия за счет поля есть основной механизм электронной эмиссии. В люминесцентной лампе плотность тока у самокалящихся катодов 102
почти никогда не превышают 50 А/см2. В цепях быстрого пуска, где катод частично нагревается извне, температура на поверхности катода более равномерна и плотности тока бывают, как правило, от 1—2 А/см2. Эмиссией за счет поля на таких катодах пренебрегают.
Вторичная электронная эмиссия. Типичный катод площадью 1 см2, работающий при такой температуре, при которой его термоэлектронная эмиссия при нулевом поле равна 100 мА, может легко поддержать дуговой разряд с током в 500 мА при наличии катодного падения, которое будет обеспечивать 25 мА ионного тока. Откуда же другие 375 мА? Одной из возможностей является вторичная электронная эмиссия, возникающая благодаря ионной бомбардировке. Точное значение коэффициента вторичной электронной эмиссии из-за наличия ионов ртути на оксидном катоде неизвестно, но оно должно быть меньше 1 (данные о напряжении зажигания позволяют предполагать, что он меньше 0,1). Общая вторичная электронная эмиссия за счет ионной бомбардировки не может быть больше 25 мА.
На катод также падает поток УФ излучения из отрицательного свечения, который может вызвать фотоэлектронную эмиссию. Очевидно, он может быть меньше 0,1 Вт/см2, что в свою очередь при одинаковом значении коэффициента фотоэлектронной эмиссии дало бы только 20 мА эмиссии. Из отрицательного свечения на катод также попадают метастабильные атомы, которые образуются примерно с той же скоростью что и атомы, возбуждаемые УФ излучением. Их вклад во вторичную электронную эмиссию примерно тот же самый.
Таким образом, общая возможная электронная эмиссия с самыми большими допусками на коэффициенты эмиссии не может превышать 75 мА, более реалистичное значение 7,5 мА; поэтому должны набрать за счет эмиссии, по крайней мере, дополнительно 300 мА электронного тока, а более вероятно 375 мА. Источником этого добавочного тока является аномальный эффект Шоттки, который особенно сильно проявляется у оксидных катодов [Л. 4-3, 4-10]. Чтобы понять этот процесс, необходимо значительно углубиться в физику термоэмиссии.
Для того чтобы вырваться из твердой поверхности, электрон должен обладать кинетической энергией намного выше уровня (называемого уровнем Ферми). Эта рнрргия называется «работой выхода» Ф. Работа выхода
103
оксидного катода зависит от концентрации избыточного бария и может меняться в пределах 2 В для разных кристаллов. Если исходить из точки зрения наличия отрицательно заряженных электронов внутри твердого тела, то имеется потенциальный барьер Ф, блокирующий выход электрона с поверхности; этот барьер зависит от того, в каком месте электрон пытается вырваться с поверхности. Однако закон сохранения энергии говорит о том, что удаление электрона в бесконечность из данной точки в твердом теле потребует того же самого общего количества энергии, независимо от пройденной траектории; различие энергии у электрона в твердом теле и у электрона, удаленного в бесконечность, обозначается еФ. Тогда каково же соотношение между средней работой выхода Ф и различными работами выхода Ф1, Ф2 для различных кристаллов на поверхности?
Первым взялся за эту проблему Беккер (Becker) [Л. 4-10] и позднее Ноттингем (Nottingham) [Л. 4-10], которые считали градиенты потенциалов пространства вне бесконечной поверхности состоящими из ряда плоскостей с потенциалами —Ф1 и —Ф2. Решение этой проблемы включает решение уравнения Лапласа в полубес-конечном полупространстве при соответствующих пограничных условиях для потенциала на поверхности. Беккер использовал двумерную систему отрезков, расположенных в шахматном порядке, а Ноттингем — ряд полос. Их основные результаты одинаковые.
Если площади высокой и низкой работы_выхода одинаковы, то потенциал в бесконечности равен Ф[(—Ф1) + + (—Фг)]/2, т. е. направление силы, действующей на электрон в пространстве вне катода, имеющего пятна с переменной работой выхода Ф1 и Ф2, будет аналогично тому, как показано на рис. 4-18,а для системы переменных полос потенциала и Ф1 и —Фа. Потенциальная энергия электрона относительно уровня Ферми в твердом теле для двух секций АВ и СВ рис. 4-18,а показана на рис. 4-18,6. Поэтому, хотя электрон в одном кристалле с самой низкой работой выхода Ф1 может обладать достаточной кинетической энергией, чтобы вырваться с поверхности, но если он обладает недостаточной энергией, чтобы преодолеть внешний барьер —Ф, то он не мог бы достичь бесконечности, т. е. был бы отброшен назад на поверхность «отрезоцными полями»,
104
в
/7 С
еф й)
- 3) еф'^-еф
г)
Потенциаль пая энергия злентроноВ
Поверхность катода
Расстояние от поверхности катода.
Рис. 4-18. Направление сил, действующих на электрон в системе, состоящей из бесконечного ряда бесконечно длинных отрезков (полосок) при потенциалах — Ф\ и —Ф2 (а); потенциальная энергия электрона перед катодом, состоящая частично из работы выхода Ф1 и Ф2; это то же самое, что и потенциальная энергия электронов в системе (а) по линиям АВ и СВ (б); потенциальная энергия электрона перед катодом с ускоряющим полем среднего значения (Е~|Ф2—Ф1|</, где d— длина отрезка) (в); и потенциальная энергия электрона перед катодом в сильно ускоряющем поле Е^>|Ф2—Ф^с? (г).
105
Однако, когда ускоряющие поля прикладываются к поверхности, картина меняется. На диаграмме (рис. 4-18,6) показано, что ускоряющее электрическое поле приводит к непрерывному уменьшению потенциальной энергии в направлении ускорения. Результаты действия такого ускоряющего поля показаны на рис. 4-18,в. Следует обратить внимание на то, что электроны при низкой работе выхода кристаллов должны только преодолеть потенциальный барьер еФ'1<еФ. Часть электронов в твердом теле с кинетической энергией, достаточной для преодоления барьера —Ф, представлена выражением ехр (—еФ//гТ), так что относительно малые изменения в значении Ф вызывают большие различия в эмиссионном токе. На рис. 4-18,г показано, что для еще более высоких ускоряющих полей потенциальный барьер приближается к —Ф1( поэтому при нулевом электрическом поле термоэмиссия может описываться выражением
ехр (—еФ/kT) = ехр [—е (Ф, -j- ДФ/2)//г7’],
где ДФ— разность Ф2—Ф1.
Когда ускоряющие поля намного сильнее отрезочных полей (несколько тысяч вольт па сантиметр), тогда термоэмиссия равна схр(—еФ1//гТ), что больше, чем ехр (еДФ/2/гТ). При разнице в работе выхода в 1 В между участками с высокой и низкой работой выхода увеличение термоэмиссии нулевого поля за счет ускоряющих полей 10 000 В/см будет около е5^100.
На рис. 4-19 приведены данные о зависимости «фактора усиления» (общая электронная эмиссия, деленная на электронную эмиссию нулевого поля) от ионного тока для типичного катода. Ссылка на (4-5) напомнит, что электрическое поле на катоде увеличивается с увеличением ионного тока. Причина подъема кривых фактора усиления при росте ионного тока заключается в том, что различная температура катода необходима для достижения данного ионного тока при каждом значении полного тока, а температура катода также включена в комплекс величин, определяющих фактор усиления — выражение ехр(еДФ/2kTK). Оказывается, возможно отыскать единственное значение ДФ для приведения к стандартной температуре катода в 1160 К, которая сливает все эти четыре кривые в одну кривую, показанную в зави-106
Рис. 4-19. Общая электронная эмиссия, деленная на термоэлектронную эмиссию при нулевом поле в зависимости от разрядного тока. Условия разряда: давление 130 Па (1 мм рт. ст.); наполнение 90% неона и 10% аргона в смеси с насыщенными нарами ртути прн температуре 20°С.
□ — постоянный ток 200 мА; 0 — 300 мА; А— 400 мА; V” 500 мА.
Электрическое поле на поверхности катода,В /см
симости от тока 1+ на рис. 4’20. Если пренебречь изменением катодного падения (что повлияет па электрическое поле только как П1/4)’ это эквивалентно К
получению зависимо-
сти фактора усиления как корня 'квадратного из электрического поля на поверхности катода. Значение ДФ,
Рис. 4-20. Фактор усиления, приведенный к постоянной температуре катода. Необходимая разница в работе выхода ф2—ф1=|2 В, при которой можно четыре кривые рис. 4-19 представить в виде одной кривой.
П — постоянный разрядный ток 200 мА; 0 — 300 мА;
Л — 100 мА; V — 500 мА.
которое наблюдалось при исследовании большого количества катодов, обычно приблизительно 1 В, что является приемлемым [Л. 4-11].
107
Интересный результат был получен при изучении катодов: хотя имели место отклонения на порядок в эмиссии нулевого поля, общая электронная эмиссия при ионном токе в 50 мА/см2 изменялась только в 2 раза. Конечно, эмиссия при высоких ускоряющих полях зависит преимущественно от участков катода с самой низкой работой выхода, и эти результаты предполагают, что у всех этих катодов почти та же самая наименьшая работа выхода. Однако они могут значительно отличаться на участках с высокой работой выхода, так как средняя работа выхода (которая определяет эмиссию нулевого поля) неодинакова у разных катодов, что вызывает широкие изменения в термоэмиссии нулевого поля. Эти результаты позволяют считать, что участки с высокой работой выхода могут скорее иметь место на наружных поверхностях кристаллов, чем на тех участках кристаллов, которые расположены внутри пор.
Зоной низкой работы выхода могут быть те кристаллические грани, которые обращены внутрь, к порам покрытия. Эти последние грани обращены к источнику бария (реакция между оксидным покрытием и металлическим вольфрамом), и они более всего защищены от неблагоприятного воздействия окружающей среды, чем внешние грани. Внешние грани получают удары от ионной бомбардировки, распыляются, и на них происходит осаждение вольфрама или других металлов, распыленных с соседних электродных частей, наряду с реакциями с примесями газов.
Следует ожидать, что степень активации, а следовательно, и работа выхода наружных граней будут сильно меняться от катода к катоду. Степень активации барием и работа выхода внутренних граней, обращенных к порам, будут более близки к значению, определяемому термохимическим равновесием, и поэтому более или менее одинаковыми для всех катодов. Из работ Лосеса (Looses) и Винка (Vink) [Л. 4-12] известно, что электроны, эмиттированные в поры покрытия, стремятся выйти к поверхности и, следовательно, эта внутренняя эмиссия будет доступной для действия ускоряющих полей.
Подтверждением этой точки зрения является рис. 4-21, который показывает результаты измерений термоэлектронной эмиссии нулевого поля и полной электронной эмиссии при ионном токе 25 мА после бомбар
108
дировки в тлеющем разряде. Каждый вид эмиссии изображается как процент ее значения до бомбардировки в тлеющем разряде, и каждая точка дает два результата для одного эксперимента. Ясно, что когда все точки располагаются выше линии 45°, эмиссия нулевого поля уменьшена в любом случае тлеющим разрядом больше, чем эмиссия ускоряющего поля. Основными следствиями катодной бомбардировки в тлеющем разряде являются распыление внешних кристаллических граней и осажде-
дмрссия нулевого поля перед бомбардировкой.
Рис. 4-21. Результаты многих экспериментов по бомбардировке катода при тлеющем разряде, показывающие, что в общем случае уменьшение эмиссии ускоряющего поля меньше, чем эмиссии нулевого поля.
ние вольфрама и никеля распыленного с других частей электродного узла на внешние кристаллические грани. Следует ожидать, что эти факторы наносят больший вред внешним граням, чем внутренним.
е)	Факторы, определяющие срок службы катода
Срок службы люминесцентных ламп определяется главным образом долговечностью катодов. Когда катоды теряют основную часть термоэлектронной эмиссии, определяемой оксидным покрытием, лампы или перестают зажигаться, или работают в режиме тлеющего разряда,
109
который ведет к быстрому распылению оставшегося на катоде покрытия и лампа выходит из строя.
Задача, в конечном счете, сводится к сохранению запаса щелочноземельных окислов на катоде. Как уже указывалось ранее в этой главе, источником электронной эмиссии с катода является полупроводящая пористая масса щелочноземельных окислов между витками вольфрамовой проволоки. Согласно литературным источникам по этому вопросу именно присутствие избытка бария, растворенного в смешанных кристаллах оксида, делает окислы полупроводящими и уменьшает работу выхода, что обеспечивает свободный выход электронов. Избыточный барий образуется благодаря химической реакции между окисью бария и вольфрамом
6BaO + W->Ba3WO6+3Ba.	(4-6)
Вольфрамат бария Ba3WO6 остается на границе между вольфрамом и покрытием, в то время как барий диффундирует через покрытие частично в твердой фазе, но в основном в виде паров через поры покрытия [Л. 4-13]. Ясно, что когда вся окись бария ВаО использована или испарилась, не будет дальнейшего поступления бария и не будет дальнейшей активации покрытия. Промежуточное соединение играет очень важную роль в ограничении скорости образования избыточного бария па катоде, обеспечивающего температуру, требуемую для получения достаточной эмиссии. Можно очень просто показать, что если реакция, описанная уравнением (4-6), протекает беспрепятственно, то вся окись бария на катоде будет превращена в барий и испарится в течение 1000 ч. Слой Ba3WO6 между оксидом и вольфрамом снижает скорость реакции до уровня, более согласующегося с требованиями к долговечности катодов.
Если люминесцентную лампу мощностью 40 Вт один раз включить и после этого не выключать, то она прогорит около 32 000 ч, прежде чем выйдет из строя. Это определяет некоторую предельную минимальную скорость расходования катодного покрытия. Если лампа работает в трехчасовом цикле включений при использовании схемы быстрого пуска, то ее срок службы 16 000 ч. Уже было отмечено это уменьшение долговечности катодов от пусковых процессов, это уменьшает долговечность катода в 2—3 раза. Сначала рассмотрим процессы, которые вызывают основной расход катод-110
ного материала в режиме непрерывного горения.
Необходимо заметить, что в обсуждениях будут представлены собственные взгляды автора, основанные на эспери-ментальных данных плюс различные факты из литературы по физической электронике.
Существуют в основном три процесса, которые могут вызывать расход катодного материала:
Рис. 4-22. Зависимость катодного падения типичной люминесцентной лампы, работающей на переменном токе, от фазового угла.
реакция катодного покрытия с газообразными примесями ра-спыление и испарение. Первый из них весьма незначителен в хорошо обработанных лампах. Большинство реакций при наличии небольших количеств газообразных примесей происходят с люминесцентным покрытием, площадь поверхности которого значительно больше, чем площадь катодного покрытия. Распыление при
стационарных условиях также мало.
На рис. 4-22 показана кривая катодного падения, измеренная с помощью импульсного зондового метода, в зависимости от фазового угла для лампы, работающей
на переменном токе, при этом катодное падение в течение всего полупериода меньше 17 В. Интересно заметить, что в начальный период развития люминесцентных ламп было много ссылок в литературе на наличие в каждом полупериоде перехода от тлеющего разряда к дуговому, основанных на довольно логичном предположении о том, что если лампа гаснет каждый полупериод, то при перезажигании в следующий полупериод, она пытается пройти вновь через все стадии процесса зажигания, включая фазу тлеющего разряда. В действительности, как видно из рис. 4-22, высокое катодное падение в начале полупериода отсутствует. Более того, измерения баланса энергии катода показывают, что большая доля энергии, нагревающей катод, поступает от соударения электронов в анодный полупериод, что свидетельствует о том, что катод не охлаждается между катодными полупериодами. Он нагрет также или даже боль-
111
Ше в начале каждого эмигрирующего поЛуперйода И аналогично в конце его. Не следует ожидать периода тлеющего разряда в начале каждого полупериода.
Значение кривой зависимости катодного падения от фазового угла состоит в том, что она позволяет установить верхний предел в количестве удаляемого катодного материала при распылении, когда ионы ударяются о катод с энергией катодного падения. Вехнер (Wehner) [Л. 4-14] провел обширные измерения скорости распыления различных материалов различными ионами с наименьшей энергией ионов около 20 В. Он не смог измерить распыление при более низких энергиях, потому что скорость испарения при 20 В уже крайне мала — около 10 й атомов, удаляемых одним падающим ионом; хотя работа Вехнера не включала окись бария, как объект измерения, существенно, что все другие изученные вещества дали те же результаты, поэтому нет оснований предполагать, что барий поведет себя иначе. Кроме того, Вехнер обнаружил слабую зависимость распыления от температуры.
Было уже показано, что типичные ионные токи па катод при заданных условиях меньше чем 1000 мА/см2. Подсчитаем скорость распыления катодного материала, принимая, что для удаления одного атома с поверхности требуется 106 ионных ударов:
см2-с
Число удаляемых атомов _,_0 атом 1000-10~ М/см2 __
угон 'а,6-10-19Кл/ион
£=60-
Если предположить, что для материала катодного покрытия средняя атомная масса около 75, то потеря в массе в секунду может быть подсчитана следующим образом:
г/(см2-с)=60.1011 атом/(см2-с) Х75 атом'масса/атомХ Xl,67-10-24 г/атом.масса = 7,5-10~10 г/(см2-с).
Теперь сравним полученный результат с потерей в массе на 1 см2 только за счет испарения. По данным Руттледжа и Риттнера [Л. 4-13] давление паров ВаО, мм рт. ст., может быть выражено как
1g р=—(19 700/Т) Л-8,87,
где р — давление паров; Т — температура.
112
Таким образом, при 1160 К давление равно б,IX ХЮ”6 Па (7,5-10 9 мм рт. ст.), при 1260 К оно составляет 2,76-10~5 Па (2-Ю-7 мм рт. ст.). Исходя из этого давления паров и элементарной статистики Максвелла, можно подсчитать скорость испарения: 1,76* 10~8 г/(см2Х Хс) при 1260 К. Она в 20 раз больше, чем скорость распыления. Таким образом, распылением можно полностью пренебречь по сравнению с испарением при рассмотрении причин расхода эмиссионного покрытия при стационарных условиях разряда.
Предыдущие расчеты потери в массе в единицу времени как при 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. При этих давлениях средние' длины свободного пробега атомов или молекул, испарившихся с катодной поверхности, гораздо меньше, чем расстояние между катодом и стенкой трубки. Таким образом, многие из испарившихся и распыленных атомов отразятся назад и осядут на катодной поверхности. Действительная скорость расходования эмиссионного покрытия значительно уменьшается благодаря присутствию наполняющего газа.
Действительная скорость расходования катодного материала при испарении в присутствии газа может быть подсчитана очень приближенно на основе диффузионных представлений. Граничные условия на катоде: парциальное давление эмиссионного материала на поверхности катода является равновесным давлением паров при температуре катода, граничным условием на стенке является нулевое значение парциального давления катодного материала *. С целью упрощения примем, что бесконечный плоский катод находится на расстоянии L от бесконечно плоской стенки. Скорость перемещения частиц, частица/(см2-с), при диффузии через пространство катод— стенка равна:
Y=D(nh~Q)lL,	(4-7)
* Заметим, что это, в основном, та же проблема, которая связана с изобретением Ленгмюром газополных ламп накаливания, в которых испарение значительно уменьшено и срок службы лампы увеличен за счет наполнения колбы инертным газом.
8—69	115
где пц — плотность атомов или молекул катодного Ма: териала в парах на катодной поверхности, см-3; D— коэффициент их диффузии в газе,
пк = (3,54-10-).^. рк(Тк),
1 к
здесь рк — давление паров катодного материала при тем-пературе Тк, и принято, что газ непосредственно перед катодом имеет температуру 7’к.
Коэффициент диффузии для ВаО в инертных газах, к сожалению, неизвестен. Мы можем получить грубую оценку на основании коэффициента диффузии ртути в азоте [Л. 4-15], которая представляет собой диффузионную систему приблизительно тех же масс, что и система ВаО—Аг. Если принять среднюю температуру газа около 700 К, то £>^(600/ра) см2/с, где ра— давление аргона, мм рт. ст. Затем, если расстояние между катодом и стенкой 1 см и давление паров ВаО принять 2,66-10~5 Па (2-Ю-7 мм рт. ст.), что соответствует рабочей температуре катода 1000°С, то скорость насыщения молекул равна:
Г—600//?а- (1,53• 109) молекул/см2-с.
Если принять молекулярную массу для ВаО равной 154, тогда потери массы составят:
-^-10U .154(1,67-10-24)-V- = ^-.10-,° х Ра	V	7 СМ2-С ра	74
г ___ 0,885 1Q_6 г
СМ2-С Ра ' СМ2-Ч *
При давлении аргона 130 Па (1 мм рт. ст.) скорость испарения уменьшается в 100 раз12. Если плотность покрытия составляет около 1 мг/см2 катодной поверхности, то срок службы катода, ч, будет:
1 П-2
t ='(0,885.10-6)/ра ~ (ЫЗ-104) ра.
Если давление аргона около 330 Па (2,5 мм рт. ст.), то срок службы в режиме непрерывного горения, вычисленный на этой основе, составляет 28 000 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.
114
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 (Covington) и недавно представлены в докладе на Национальной технической конференции Научного общества по освещению [Л. 4-16].
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 тлеющего' разряда в пусковой период еще более сложны 13.
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 мА/см2 (что весьма типично для тлеющего разряда), это приведет к первоначальной скорости в 3,75• 10 6 г/(см2-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 тлеющего разряда следует ожидать, что будет потеряно около 200 мг/см2 материала покрытия. Почему это сократит срок службы лампы?
Ответ очевиден из рис. 4-21, который показывает уменьшение как термоэмиссии при нулевом поле, так и эмиссии в ускоряющем поле в зависимости от распыления. Распыление уменьшает термоэлектронную эмиссию с поверхности (даже без значительного удаления материала) двумя путями. Во-первых, пока катод холодный, распыляющиеся атомы возвращаются назад на катодную поверхность за счет наличия газа и осаждаются в беспорядке, нарушая упорядоченную структуру. 8*	115
Следует 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, «бронируя» 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 10 мин до 1 ч после нарушения эмиссии.
Таким образом, 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)	Анодное 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 J+ и массу электрона на массу иона. Масса ионов ртути в 36 800 раз больше, чем масса электронов, так что для одних и тех же плотности тока и потенциала анодная оболочка в (36 000)1/4 раз толще, чем катодная оболочка, или в 25 раз. При собираемом электронном токе 1 А/см2 и анодном падении в 10 В оболочка имеет толщину около 1/4 мм.
116
Кроме того, размеры анода больше по сравнению с длиной свободного пробега электрона, поэтому он оказывает значительное возмущающее влияние на окружающую 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 +ге/М17> где — длина свободного пробега электрона и ге — эффективный радиус анода (г	где гс — ради-
ус цилиндрического анода и L — длина). Электронный ток притягивается к границе анодной 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 радения. Анодное падение при этом резко снижается до пуля 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 ионизации. При достижении критического значения анодное падение становится примерно равным потенциалу ионизации ртути; когда это достигается, происходит резкое возрастание ионизации, а анодное падение при этом сразу падает.
Как следствие этих «релаксационных колебаний» анодное падение имеет «пилообразное» изменение во времени с частотой около 1000 Гц. На рис. 4-23 показана форма напряжения на лампе во времени; пилообразные впадины с амплитудой 10 В являются анодными колебаниями.
Второй интересный факт, обязанный анодному падению, имеет место, когда лампы работают на переменном
117
токе достаточно большой частоты. Как показывает рис. 4-7, из-за очень большой скорости образования ионов в катодном свечении плотность плазмы в нем в 10 раз больше, чем в положительном столбе. Когда полярность тока меняется в конце катодного полупериода, этот объем плазмы не может исчезнуть сразу. Время,
Рис. 4-23. Форма кривой напряжения в функции времени для типичных люминесцентных ламп, работающих на переменном токе.
а — 100 В на деление, 2 мс на деление; б — 20 В на деление, I мс на деление.
118
определяемое постоянной амбиполярной диффузии, этб доли миллисекунды, требующиеся 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 анодном падении. Когда лампа работает на частотах около 1 кГц, и выше, длительность анодного полупериода становится меньше, чем время исчезновения катодного свечения и анодное падение остается низким в течение всего анодного полупериода. Таким образом, главную роль в увеличении эффективности люминесцентных ламп при работе на высоких частотах играет уменьшение анодного падения до очень низких значений.
б)	Геометрия анода, обеспечивающая рассеяние анодной энергии
Анод, работающий при положительном анодном падении в среднем около 5 В в течение анодного полупериода и собирающий ток 1 А/см2, получает в среднем энергию около 5 Вт/см2 во время анодного полупериода, или 21/2 Вт/см2 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 эмиттирую-щей 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 она будет собираться эмиттирующей спиралью, то спираль будет очень сильно нагрета. Следовательно, нужно добавить «усы» к электродному узлу, чтобы увеличить его площадь. На рис. 4-4,6 показан электрод с такими усами. Доля тока, собираемого «усами», и доля тока, собираемого эмиттирующей спиралью, могут регулироваться перемещением усов. Если поставить усы впереди спирали, то они будут 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
(«Philips»). Электрод окружают 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 анодное падение. Экран также предохраняет стенки трубки от продуктов распыления с катода, и по этой причине он называется защитным экраном.
Глава пятая
МАТЕМАТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ СТОЛБА ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ ЛАМП
5-1. 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 расчете характеристик существующих ламп, определяется тем, что позволяет предсказывать поведение неисследованных систем, и это дает определенную уверенность в том, что разряд в действительности хорошо изучен. Имеются три основных направления в этой области, насколько нам это известно: первая работа К. Кеити (Carl Kenty) в 1950 г. из «General Electric», Lamp Devisicm Laboratories [Л. 5-1]; анализ профессора Ф. Биттера (Francis Bitter) из MIT, выполненный вместе с автором в 1956 г.
Рис. 5-1. Поперечные сечения для возбуждения атомов ртути электронами, рассчитанные Кенти для наиболее важных переходов 1	’	в ртути.
120
[Л. 5-2], и, наконец, окончательное решение этого вопроса М. Кай-лессом (Maurice Cayless), который проводил свои исследования в Association Electrical Industries Research Laboratories, которые были опубликованы в 1962 г. [Л. 5-3]. Все это описывается в § 5-2 и 5-4 соответственно. В § 5-5 анализ, проведенный автором и Витте-ром, а также Кайлессом, сравнивается с результатами эксперимента; в § 5-6 и 5-7 рассматриваются развитие теории применительно к лампам с некруглым поперечным сечением п зависимости характеристик разряда от времени (для переменного тока).
5-2. РАБОТА К. КЕНТИ
В важной статье, появившейся в 1950 г. [Л. 5-1], К. Кенти публикует анализ положительного столба 40-ваттной люминесцентной лампы, в котором он рассматривает связь электронной температуры и плотности электронов, измеренных Исли (Easly) [Л. 5-4], плотности атомов в состоянии 3Р, определенные им из экспериментов по
Рис. 5-2. Вероятности возбуждающих и обратных переходов в ртути (сплошные стрелки), рассчитанные Кенти [Л. 5-1] при температуре 42°С насыщенных ртутных паров, при концентрации электронов 2-Ю11 электронов/см3 и электронной температуре 11 000 К. Волнистые стрелки обозначают меру лучистого потока по данным Кенти. Каждая стрелка соответствует 3-1016 переходов в секунду на 1 см длины. На рисунке вместо двух должны быть три стрелки, направленные вверх от уровня 6'SP к уровню 63/3,.
121
 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 определенном давлении паров ртути. Здесь не будут детально обсуждаться расчеты Кенти, но следует отметить его значительный вклад в систематизацию значений поперечных сечений для возбужденных 3Р состояний и в выявление важных аспектов проблемы, а также и тех вопросов, которыми можно без ущерба пренебречь.
На рис. 5-1 показаны различные сечения для наиболее важных переходов, выбранные Кенти [Л. 5-1].
Современные кванто-механические расчеты Мак-Коннеля (МсСоп-nele) и Моисейвича (Moiseiwitsch) [Л. 5-5] дали возможность получить значения поперечных сечений для переходов sPo—3Pi, которые примерно на 30% больше, чем те, которые приведены здесь. В то же время поперечные сечения для 3Р2 достаточно хорошо согласуются.
На рис. 5-2 приведены принципиальные результаты из статьи Кенти, которые включают рассчитанные вероятности возбуждения и тушения каждого возбужденного состояния, а также измеренный им лучистый поток. Из анализа данных рис. 5-2 следует замечательный факт, что только 1/3 из всех возбуждающих переходов на уровень 3Р\ происходит непосредственно из основного состояния. Остальные переходы происходят через метастабильные состояния 3Р2 и 3Р0. В гл. 2 уже обсуждалось, какое положительное влияние этот факт оказывает на выход излучения линии 253,7 им. Другое явление, которое Биттер и автор книги отмечают, состоит в том, что абсолютно все уровни возбуждения в состоянии 3Р являются источником излучения линии 253,7 нм.
5-3. АНАЛИЗ УЭЙМАУСА И БИТТЕРА
а)	Общая методика
Соотношения между различными характеристиками положительного столба газового разряда были впервые предложены Шоттки [Л. 5-6], затем далее развиты Тонксом и Ленгмюром [Л. 5-7], Энгелем и Штеенбеком [Л. 5-8] 15. В итоге имеется четыре важных параметра; плотность электронов, электронная температура, напряженность продольного поля (градиент потенциала) и плотность тока. Эти параметры связаны тремя важными соотношениями. В общем виде они формулируются так.
1.	Число созданных ионно-электронных пар равно числу пропавших.
2.	Энергия, полученная электронным газом от электрического поля, равна убыли энергии электронов.
3.	Плотность тока равна концентрации электронов, умноженной на их 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 состояли?, 122
Имеются две основные трудности в решении этих уравнений. Первая состоит в том, что их 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 возможно электронную температуру) являются функциями расстояния от оси разряда. Это означает, что каждое нз условий 1—4 реально применимо только для единственного радиуса и правильное уравнение для каждого из перечисленных параметров должно быть диффузионным уравнением, в котором радиальное распределение зависит от плотности частиц класса /. Такое уравнение будет иметь вид:
Г ) Возбуждение частиц )__
V (PjVni) । класса j	/
— {Убыль части класса	(5-1)
где itj — локальная плотность частиц класса /; Dj — коэффициент диффузии частиц класса /; V — оператор дивергенции.
Как будет показано в § 5-4, Кайлесс решил эту систему диффузионных уравнений. Биттер и автор книги не могли сделать это, так как, во-первых, не имели в то время в своем распоряжении компьютера; во-вторых, хотели получить решение, в котором влияние различных отдельных параметров можно было бы легче представить наглядно.
Таким образом, Биттер и автор книги применили более простой метод, имея дело с условиями 1—3 с учетом 4 со значениями переменных, усредненных по поперечному сечению ламп.
Кроме того, Биттер развил метод решения, посредством которого наиболее важные функции можно определить из графиков. Эта процедура дает наглядное представление в том, что существенно и что нет.
б)	Основные гипотезы
1.	Только ртуть ионизируется и возбуждается. Неупругие столкновения с атомами инертного газа можно не учитывать.
2.	Инертный газ определяет подвижность электронов и ионов. Влияние упругих столкновений с ртутью можно нс учитывать. Как было показано Вервье (Verweij) [JI. 5-9], это предположение не является достаточно строгим. Особенно нельзя пренебрегать влиянием упругих столкновений между электронами и атомами ртути при высоких давлениях паров ртути.
3.	Убыль ионов происходит только за счет амбиполярной диффузии, рекомбинация в объеме препебрежима.
4.	Электронный газ имеет максвелловское распределение по скоростям с температурой, определяемой уравнением баланса ионизации. Температура принимается независимой от радиуса.
5.	Вся ионизация происходит ступенчатым путем, прямая ионизация из основного состояния может не учитываться.
Предположения 4 и 5 могут быть доказаны из работ Кенти [Л. 5-1] и Ислн [Л. 5-4].
123
в) Анализ
Основой анализа можно считать определение электронной температуры, так как все другие факторы зависят от электронной температуры. Для определения электронной температуры должно быть решено уравнение баланса ионизации путем уравнивания средней скорости ионизации, приходящейся на электрон, со средним значением потерь. Однако в соответствии с гипотезой 5, чтобы рассчитать скорость ионизации, мы должны знать плотность возбужденных атомов. Первым шагом в анализе, следовательно, является определение плотности возбужденных атомов.
Рис. 5-3. Примерная диаграмма энергетических уровней ртути, использованная автором и Биттером [Л. 5-2] (а), и диаграмма энергетических уровней, использованная для расчета плотности возбужденных состояний, которые в свою очередь были применены для расчета скорости ионизации (б).
Расчет плотности возбужденных атомов в состоянии 3Р. Па рис. 5-3 показана приблизительная диаграмма энергетических уровней ртути вместе с упрощенной диаграммой, которую используем для подсчета плотности 3Р2 и 3Pi состояний [Л. 5-2]. Состояние 3Р0 не учитывается в расчетах из-за дополнительной сложности его включения и из-за относительно малой плотности ио сравнению с состоянием 3Р2 и сравнительно малого числа переходов, как это показано в работе Кенти. Для упрощения записи обозначений вместо sPi введем г (излучающее) состояние, вместо 3Р2— S (стабильное) состояние и вместо JS0—g (основное) состояние. Было также удобно обозначить плотность возбужденных атомов как долю заселен-
124
йости ЛТР пример:
(при локальном термодинамическом равновесии), нй-
f,_~____пг
1а~	-eVJkT
nggre r е
(5 2)
где Иг — плотность атомов в состоянии г; ng — плотность атомов в основном состоянии; gr — статистический вес г состояния (статистический вес основного состояния равен 1); VT — потенциал возбуждения г состояния.
Достоинства этих упрощений были показаны Кенти [Л. 5-1], когда он указал, что это очень упрощает расчет оценки тушащих столкновений. Если kgr есть полное число возбуждающих переходов в расчете на атом и электрон при возбуждении из основного состояния и krg — скорость тушащих соударений, тогда условие термодинамического равновесия
kg rtlgtle — ky g tty tie,
kgrngne = krgne {nggre r <-},	(5-3)
где число в скобках — плотность возбужденных атомов при термодинамическом равновесии при температуре Те. Это означает, что число тушащих переходов на атом в возбужденном состоянии при температуре Те может быть выражено как
^gr
dhr-	(5-4).
gr? г е
Общее число тушащих переходов, когда термодинамическое равновесие отсутствует, равно kre, умноженному на плотность пг возбужденных атомов, равную frnegr exp (—eVr/kTe) и умноженному на плотность электронов пе:
ky g fly Mg — (у k gytl gtle>	(5-5)
Таким образом, число переходов вверх на уровень г, например, равно (1—fr) -kgrtigtie. Когда плотность возбужденных атомов определена этим способом, необходимо рассчитать только интегралы для возбуждающих переходов вместо расчета обоих интегралов для прямых и обратных переходов. Проще представить энергию всех состояний выражением
e=eV/kTe,	(5-6)
где V —энергия состояния выше основного состояния; Тс — электронная температура. В этой системе обозначений уравнения баланса для возбужденных состояний г и з могут быть записаны следующим образом:
(g, r)-Hs> г) = (г, g)-{-(r, s)4-нзлучательныс переходы; (5-7) (g, s) + (г, з) = (з, g) + (s, г),	(5-8)
где символ (g, г) и т. д. означает общее число переходов в единице объема, в единицу времени (за секунду) из состояния g в состояние г и т. д. за счет столкновения электронов с атомами ртути.
Если каждый из них выразить в обозначениях соответствующего перехода интегралом, умноженным на плотность возбужденных атомов, то уравнение для излучательного состояния будет иметь вид:
kgrtieng + ksrnL,gsfsng е *s = kgrfrneng + krstitngg, fre *г +
+ (nggyfre^')/-!.	(5-9)
125
Гдё т — средний Продолжительность жизни возбужденного атома До излучения; для стабильного состояния
kgineng + krsnengg,.fre er=kssnengfs-\-ksrncnggsfse X (5-10)
Для того чтобы производить расчеты необходимо учитывать, что Те и ng (и отсюда 8г и 8S) являются постоянными по сечению лампы, а пе, fr и fs изменяются с изменением радиуса. Теперь необходимо учесть, что среднее значение произведения двух величин, которые изменяются с радиусом, не одно и то же, что и произведение их средних значений, и как в (5-9), так и (5-10) мы имеем дело с произведением nefr.
Найдем средние значения f'r и f's следующим образом:
f's Пе ~ fs^e*
Тогда, если изменение fT и пе с радиусом происходит, как 1— — (г//?)2, где г — радиальное расстояние от оси трубки, R — радиус трубки, то
/'r = l,33/r.
При усреднении по радиусу (5-9) и (5-10) оказывается, что только в члене, выражающем излучение в (5-9), встречается либо fr, либо fs. Во всех других членах они появляются умноженными на пе и надо использовать соответствующее усреднение В члене, выражающем излучение, появляется одно fr и усредняется до /г. Следовательно, желательно иметь fr, в то же время /г_ может быть заменено на f'r/1,33. Можно предположить, что пе и fr изменяются приблизительно параболически от радиуса.
Таким образом, теперь имеются одновременно два уравнения для средних значений f'r и f's, которые можно решить. Полагая статистический вес излучательного состояния равным 3 (gr = 3), а статистический вес для метастабильного состояния равным 5 (gs=5), запишем:
1+5ВС(1+П)
f'r = 3B + (1 +5BCD) (1 + Л) :	(5-11)
- ЗВ(1 +D) (1 +Л)
^S =3B + (1 +5BCD) (1 + А) ’	(5'12)
где
А = Зе er/i,33kgrnez, В = krse er/kgr,
С ksj-e 5fkr,;e г, В == kgr f kg$.
Для расчета f'r и J', из этих уравнений необходимо знать значения всех k и т, эффективную продолжительность жизни излучающего состояния. Первое получается путем интегрирования максвелловского распределения энергии электронов по скорости, умноженного на поперечное сечение перехода.
126
В выражении ег (5-6), например, ker дается как
kgr = 2 (2kTe 'mri)^2
de.
(5-13)

где nc2gr — поперечное сечение возбуждения перехода ’'Pi излучательного состояния.
Данный интеграл был рассчитан численно, путем использования поперечных сечений Кенти, соответствующих переходам для области электронных температур от 7500 до 15 000 К.
Величину т, которая определяет среднее время пленения резонансного излучения в разряде, наиболее трудно рассчитывать с удовлетворительной точностью. Родственная величина То — время выхода резонансного излучения в системе, состоящей только из фотонов и атомов ртути, была определена Холстейном (Holstein) [Л. 5-10]. Результаты этого расчета применимы к самой «низкой моде» радиального распределения, по которому плотность возбужденных атомов уменьшается после относительно длительного периода. Это распределение не обязательно существует в разряде. Время выхода излучения также зависит от вида уширения спектральной линии, будучи наиболее длительным для допплеровской формы уширения и наиболее коротким для других видов уширения, вызывающих увеличение энергии в «крыльях» линии, где самопоглощение наименьшее и фотоны могут выходить из разряда почти без поглощения. Кенти [Л. 5-1] использовал положение Земанского (Zemansky), который полагал, что как излучение, так и поглощение подобны «диффузии» фотонов. Если предположить, что и плотность возбужденных атомов изменяется с радиусом как 1—(г/Р)2, то результирующее эффективное время будет:
9 _
т- 32 (йА)2т0,	(5-14)
где kL — функция, данная Митчелом и Земанским [Л. 5-11]; L — эквивалентная длина поглощающего пути, взятая равной 4/3^; действительное время жизни возбужденного состояния свободного атома— т0. Для размеров и давления паров ртути, характерных для люминесцентной лампы мощностью 40 Вт, этот результат очень хорошо согласуется с данными Холстейна. К сожалению, эти величины оказываются малопригодными для согласования наших расчетов и эксперимента. Как будет показано, уменьшение к. п. д. и потока резонансного излучения при изменении давления ртутного пара в полученных расчетах очень чувствительны ко времени пленения. Для того чтобы иметь максимальные рассчитанные значения для этих величин при том же самом давлении паров ртути, одинаковыми с экспериментальными, необходимо было умножить значение т, данное в (5-14), па коэффициент 3,6. В дополнение укажем, что коэффициент 1,33, который должен быть введен в А уравнений (5-11), (5-12), фактически ие был реализован до тех пор, пока не могли быть получены решения для J'r и fa в функции х'пе и Те. Для обеспечения этого соотношения целесообразно ввести множитель 1,33 в т ц использовать для определения эффективного времени жизни
т'=1,33 (kL)2x0,	(5-15)
127
Рис. 5-4.Эффективиое время пленения в функции диаметра трубки в восьмых долях дюйма и давления паров ртути, 0,13 Па. Рассчитано из уравнения (5-15) с помощью данных статьи [Л. 5-11].
которое показано на рис. 5-4 в функции диаметра трубки, выраженного, как это принято, в единицах по 3,18 мм и давления паров ртути [Л. 5-11].
Причина различия между теоретическим значением времени жизни и временем пленения, необходимым для создания удовлетворительной теории лампы на основе экспериментов, остается маленькой тайной. Кайлесс (Cayless) [Л. 5-3] получил такой же результат, несмотря на более детальный анализ, в котором он точно рассмотрел радиальное изменение всех переменных. Более того, Уолш (Wolsh) [Л. 5-1*2] трактовал задачу вычисления способом, аналогичным способу Холстейна, учитывая время пленения фотонов в плазме, где электронные столкновения видоизменяли радиальное распределение плотности возбужденных атомов. Ои обнаружил, что в основном значение времени пленения, вычисленное им, меньше, чем у Холстейна. Полученные Уолшом данные расчетов объясняются тем, что радиальное распределение возбужденных атомов в разряде ожидалось немного бо
лее плоским, чем радиальное распределение, вызванное только излучением п поглощением фотонов. Значение fr не может превышать единицы, приближение к ЛТР имеет место прежде в центре разряда, чем по его краям. Кайлесс [Л. 5-3] получил этот результат непосредственно из своих расчетов. Более плоский профиль в среднем приводит к уменьшению времени пленения, так как большая часть из общего числа возбужденных атомов находится у стенки, где они могут излучать с. малым поглощением или вообще без поглощения.
В действительности существует лишь один случай, при котором время пленения излучения может быть больше, чем у Холстейна. Это может быть в том случае, если плотность возбужденных атомов распределяется так, как показано на рис. 5-5, т. е. меньшая доля возбужденных атомов расположена около стенки. Одним из процессов, который может вызвать такое распределение, является радиальное изменение электронной температуры с понижением ее вблизи стенки.
Вервье (Vcrweij) [Л. 5-9] обнаружил такое уменьшение, электронной температуры, проведя зондовые измерения с подвижным зондом; его результаты показаны на рис. 5-6. Обнаружено, что равновесная плотность возбужденных атомов при 9000 К фактически в 4,5 раза ниже, чем при 11 600 К. Если функциональная зависимость fr от радиуса не существенна при таком уменьшении электронной температуры около стенки, то плотность возбужденных атомов около стенки будет в 4,5 раза ниже, чем при постоянной элек 1?8
тронной температуре. В результате этого время пленения в 4,5 раза больше, чем предсказывает более простая теория Кенти. В любом случае при решении проблемы Биттеру и автору книги кажется важным внести при расчете времени пленения коэффициент больше единицы и использовать его как подходящую постоянную для согласования теории с экспериментом. С этим допущением, касающимся времени пленения, рассчитываем значения f'r и f's из (5-11)_, (5-12). Табулированные значения преобразованных интегралов и ]'г и f'a в функции Те и т'пе даны в приложении В.
Расстояние от оси. тру Они
Рис. 5-5. Радиальное распределение возбужденных атомов по сечеиию разрядной трубки, которое должно приводить к более длительному пленению излучения по сравнению с распределением Холстейна. Распределение, показанное на рис. 5-5, можно ожидать в разряде, если электронная температура уменьшается вблизи стенок.
Расстояние от оси, нн
Рис. 5-6. Результаты зондовых измерений, выполненных Вервье по поперечному сечеиию трубки [Л. 5-2], при давлении аргона 390 Па (3 мм рт. ст.), температуре насыщенных паров ртути 42°С и разрядном токе 400 мА. Точка с абсциссой, равной 17, расположена дальше всех других от оси трубки, и значение электронной температуры в ней более чем в 4 раза ниже значения температуры в остальных 12 точках.
Стенна mpyffm
Расчет электронной температуры. Для расчета электронной температуры должна быть определена скорость образования ионно-электронных пар в зависимости от электронной температуры и затем приравнена к скорости потерь ионно-электронных пар за счет амбиполярной диффузии. Если Vi определить как среднее число образовавшихся новых ионно-электронных пар в секунду на один электрон и предположить, что оно является независимым от радиального положения, то по теории амбиполярной диффузии Шоттки [Л. 5-6] имеем:
vi=(2,4/J?)2gi(fe7’e/e),	(5-16)
где р, — подвижность ионов в газе.
9—69	129
Аналогично можем рассчитать v, путем интегрирования произведения скорости электронов на сечение ионизации возбужденных атомов и на плотность возбужденных атомов по энергии электронов
оо
Vz — — \ Ve (е) Пг +	(е) ns] Пе (е) de, (5-17)
tie J
О
где логн(е) и Jta2s,(8)—поперечные сечения ионизации атомов с излучающего г и метастабильного s состояний соответственно; ve — скорость электронов. Значения поперечных сечений ионизации возбужденных атомов ртути еще не достаточно изучены. Если их принять некоторыми постоянными величинами, в б раз отличающихся от поперечных сечений для ионизации из основного состояния, и принять, что они возрастают выше порога по линейному закону, то можно записать:
™2,/(V)=Yri(V-VrZ), V>VrZ;
КГ
(.s — sri)> s>sri-
В результате после интегрирования и замены пг и ns через f'rnggre и fsnggse ‘s получим:
2 (2 (й7\,)3| 1/2	_	_
v‘ = Tj-^T7 (VYg<){3rr(srZ + 2) + 5rs(eiZ + 2)}e «.
(5-18)
Для определения электронной температуры приравниваем уравнения (5-16) и (5-18), учитывая все величины, зависящие от температуры, стоящие в правых частях, при этом получаем:
0 = е->/2 {3J7r {Sr. + 2) + 5ps (esZ + 2)} e*i ,	(5-19)
здесь 0 — безразмерная постоянная,
0 = */2 (2,4/Т?)2 (nm/2eV ^i/ngygiS),	(5-20)
где Vi — потенциал ионизации атома ртути.
Если размеры трубки, давление паров ртути, давление инертного газа известны, то можно определить значение 0, поэтому правую часть уравнения (5-19) можем представить в виде графика зависи-
Таблица 5-1
Подвижность ионов ртути, м2/(В-с), в инертных газах при давлении 130 : а (1 мм рт. ст) и при ЗСОК
Не	Ne	Аг
1,49	0,453 .	0,140
,130
Мости электронной температуры тпе (которая определяется f'r и f's). Зная Те, можно подсчитать О из (5-20). Значение электронной температуры можно определить по графику рис. 5-7 как точку пересечения на кривой для соответствующих значений 0 и х'пе-
Для вычисления значения 0, однако, нужно знать ц,-, Ygi и 5. Наиболее достоверными значениями р.,- для ионов ртути в инертных газах являются значения Чанииа (Chanin) и Бионди (Biondi), приведенные в табл. 5-1 [Л. 5-13].
Значение ygJtg бычо взято изданных Ноттингема и равно 0,365рнд на мВ, где рке— давление ртути, 0,13 Па [Л. 5-14]. Значение 6 было выбрано таким образом, чтобы расчетное значение электронной температуры для лампы с диаметром 38 мм, наполненной аргоном при давлении 460 Па (3,5 мм рт. ст.), тем-
Рис. 5-7. Зависимость 0 от Те при различных значениях пет'.
пературе стенок 40°С и токе 420 мА, соответствовало экспериментальным данным Кенти, Исли и Бернса [Л. 5-15]. Это приводит для 6* к значению, равному 1,5. Исходя из этих данных 0 можно выразить как
0 = 1,94цг/рНвр#(Д8)2,	(5-21)
где [л, — подвижность иона, м2/(В-с), при давлении инертного газа 130 Па (1 мм рт. ст.); рне — давление ртути, 0,13 Па; рв — давление инертного газа, 133 Па; Д8— диаметр трубки в восьмых долях дюйма (3,18 мм).
Причиной выбора последней размерности является то, что размеры типичной люминесцентной лампы обычно даются в восьмых долях дюйма. Выразив радиус через 0, таким образом упростим инженерные расчеты, используемые в этой теории. Значение 0 в функции Те и тпе из (5-19) табулированы в приложении В.
Уравнение баланса энергии. Уравнение баланса энергии необходимо для определения продольного электрического поля в столбе разряда. Для обеспечения баланса ионизации необходима определенная электронная температура, электронный газ при такой температуре теряет определенное количество энергии в результате упругих и иеупругих столкновений. Электроны приобретают энергию при дви-
* В [Л. 5-2] б принято равным 3,3. Подвижность иоиов в ртути в то время не была известна, и ее значение было выбрано как коэффициент, равный 2 и выше. Это сделало при расчете значение б также больше 2, но не оказало влияние па другие разделы расчетов. 9*	131
жеиии в направлении электрического поля, и это количество энергии должно быть уравновешено потерями. Вначале вычисляется потеря энергии.
Потери на ионизацию. Когда в плазме образуется ионо-электронная пара, диффундирующая к стенке и там рекомбинирующая, то полная энергия, потерянная электронным облаком, складывается из энергии ионизации плюс кинетическая энергия, затраченная электронами на преодоление отрицательного потенциала стенки, который равен приблизительно 8 В. Итак, потери на ионизацию в расчете на один электрон, Вт/электрон, определяются следующим образом:
Wei = (10,5+8) evt = 18,5 (2,4/R) +++ =
= 5,8-10-le[p+e/pg(A8)2].	(5-22)
Потери на электронные соударения. Потери на упругое рассеяние определяются путем интегрирования произведения среднего значения потерь энергии на одно столкновение и вероятности столкновения по всему распределению электронов по энергии. Полученный, таким образом, интеграл совпадает с таковым у Кенти, Исли и Бернса [Л. 5-15]
'Рв
2m'/g
00
(2А+)3/2 P,-g(s)X
о
37g \
— 2еТ ) z*e В<^е’ Вт,-(электрон-133 Па),
(5-23)
где Peg — вероятность упругого столкновения, приходящаяся на единицу длины свободного пробега электронов; ре—давление газа; Ме— масса атомов газа; Tg —
температура газа.
На рис. 5-8 показаны результаты вычисления потерь иа упругое рассеяние для инертных газов.
Потери на возбуждение уровней SP. Как уже упоминалось, Биттер и автор книги рассчитывали общую потерю энергии, при возбуждении уровней SP и выход УФ излучения путем умножения общей вероятности
Рис. 5-8. Потери на упругие соударения, Вт/(электронХ
Х133 Па), при различной электронной температуре в различных инертных газах, /-—аргон; 2—ксенон; 3—
криптон.
132
Рис. 5-9. Потери на УФ излучение,	Вт/(электрон X
Х0,13 Па), в зависимости от электронной температуры при различных значениях т'йе.
переходов на 3Р| и 3Р2 на 'потенциал излучающего состояния, равный 4,86 В. На первый взгляд, это может показаться ошибкой. Действительно, чтобы возбудить атом до уровня 3Р2, требуется потенциал 5,45 В. Однако, будучи возбужденным до этого состояния, атом может столкнуться с другим электроном, в результате такого соударения электрон возвратится в основное состояние или может перейти в состояние 3Pi с возвратом энергии
электронному газу, соответствующей потенциалу
5,45 В или 0,59 В. Значительно меньшая часть возбужденных атомов в дальнейшем возбуждается до уровней 7SS и 63Д, но даже они в результате излучения переходят в состояние 3Р. Таким образом, энергия, получаемая атомами, передается ими в состояние 3Р и не теряется па другие процессы. Энергия только тратится в основном на излучение 4,86 В (ротонами. Таким образом, полная энергия, теряемая электронным газом и преобразуемая в отдаваемое УФ излучение, равна:
Энергия потерь = 4,86<?nt, {k&r (1 — f г) п&	kgs (1 — f Л) пЁ}.
Если w*e представим как среднее значение энергии, потерянной одним электроном, то получим:
= 28,1 {(I — /',.) kgr + (1 — /'J Ag,}, Вт/(электрон- 0,13 Па),
(5-24)
где png — давление паров ртути, 0,13 Па.
Может показаться странным, что время пленения фотонов УФ излучения не_ присутствует в (5-24). Однако оно, безусловно, присутствует в 7'г и которые возрастают с ростом х'. Таким образом, мощность УФ излучения при данной электронной температуре уменьшается с увеличением времени пленения, как это и должно быть в действительности. Потери на УФ излучение показаны на рис. 5-9 и даны в таблице приложения В.
Потери, на возбуждение в состояниях 73S, 6SD и frP. Последняя важная часть потерь, которая должна быть рассмотрена, представляет собой потери на возбуждение всех остальных излучающих уровней. Как было показано Кенти и рассмотрено в § 5-2, большин-
133
Рис. 5-10. «Бесполезные» потери, Вт/(электрон X X 0,13 Па), в функции электронной температуры при различных х'пе.
ство линий излучения возникают из этих трех состояний, как это изображено па графике рис. 5-2 и 5-3. Подсчет полной вероятности возбуждения этих 'остояний позволяет затем дать оценку общей потери на излучение линии 253,7 нм. Для простоты расчетов Биттер и автор книги выбрали поперечные, сечения для возбуждения состояний 3S и 3D, которые были бы постоянны над порогом основных значений, полученных Кенти. Мы не смогли найти значения поперечного сечения для состояния возбуждения lPi и использовали значение, приблизительно равное значению поперечного сечения для состояния 3Pt. Биттер и автор книги признают, что это не точное значение поперечного сечения и' поэтому пренебрегают влиянием пленения излучения линий 184,9 нм в надежде, что эти две ошибки взаимно компенсируются.
Недавние результаты Мак-Коннеля и Моисеивича [Л. 5-5] показали, что поперечное сечение для возбуждения lPt должно быть приблизительно в 3 раза больше, чем для уровня 3Pt. К счастью,
Таблица 5-2
Значения поперечных сечений, использованных в расчетах автора книги и Биттера, для различных возбужденных состояний
Обозначение	Переход	Поперечное сечение, 10-20 M2
я°2б-и ™ 2gu	63Р,, 63P2-»73S 6'S0 -+73S	3 0,3
	li3P„ 63/’2^63/) 6>S0 -» 63D	3,3 0,33
	6>S0 6'P,	1
134
потенциал уровня ‘Pi, равный 6,7 В, достаточно высок, поэтому число возбуждений при электронной температуре, свойственной разряду в люминесцентных лампах, является соответственно низким. Таким образом, мы могли сделать грубую ошибку без заметного влияния на результат и усложнили бы расчет. От результатов, полученных для линии 184,9 нм, однако, не следует ожидать хорошего соответствия с экспериментальными данными.
В табл. 5-2 приведены значения поперечных сечений, которые были использованы. Расчет потерь энергии электронами включает в себя те же самые виды интегралов, которые были использованы при подсчете k для возбуждения до уровней 3Р. Эти функции подсчитаны и даны в таблице приложения В. Их сумма, названная (для «бесполезного излучения»), изображена на графике рис. 5-10.
Расчет осевого электрического поля. Для расчета электрического поля полная энергия потерь электронным газом при температуре Те должна быть приравнена к затраченной энергии; энергией, полученной или затраченной ионами, можно пренебречь, так как они переносят лишь незначительную часть тока. Потеря энергии в единице объема равна петет, где wer— сумма из wee, wej, w*e и weuT-Электрическая мощность на единицу длины столба разряда равна произведению плотности тока J на напряженность электрического поля Е. Следовательно, newer = JE= (еперсЕ)Е, где плотность тока выражена через плотность электронов пе, подвижность электронов и напряженность электрического поля Е, поэтому:
E = (weT/e^l2 .	(5-25)
Вычисление плотности тока. При заданных значениях градиента потенциала электрического поля и плотности электронов, плотность тока, а следовательно, и полный ток в трубке с радиусом R могут быть получены из уравнений
J = сП,р..Е --'I тР‘Л-~ I
_	.	(5-26)
Р,= пе) Е. J
г) Порядок вычислений
Условия 1, 2 и 3 (см. § 5-3 а) являются уравнениями четырех переменных, из которых три являются зависимыми, а одно — независимым переменным. Поэтому значения J’T и J's, а следовательно, и электронная температура зависят от т'п, и среднее значение плотности электронов можно выбрать в качестве независимой переменной.
Таким образом, задаваясь размером трубки, давлением газа и т. д., рассчитываем время пленения и соответствующую ему величину тгае, для которой различные функции уже были подсчитаны для выбранного ряда плотностей электронов. Из рис. 5-7 определяется электронная температура, соответствующая выбранным значениям т'йе. Затем значения wei, weg, w*e и weur определяются для выбранных значений т'пе и соответствующих значений Те. Из (5-25) и (5-26) можно подсчитать значения напряженности осевого электрического поля и тока газоразрядной трубки.
Конечно, значения тока, полученные таким образом, пе соответствуют тем данным, которые получены экспериментальным путем.
135
Экспериментаторам обычно кажется, что измеренный ток как целое кратен 50 или 100 мА. Для того чтобы сравнить теорию с экспериментом, необходимо выполнить вычисления методом последовательных приближений, постоянно корректируя первоначальное значение плотности электронов до тех пор, пока результирующий ток не будет представлять собой целое кратное 50 или 100 мА, или интерполировать между вычисленными значениями тока, чтобы получить теоретические значения, близкие к желаемым значениям тока. Так как
искомая электронная температура
Рис. 5-11. Расчетные значения подвижности электронов в зависимости от электронной температуры при давлении инертного газа
130 Па (1 мм рт. ст.).
/ — аргон; 2 —криптон;	3 —-ксенон.
и энергетические потери определены только для отдельных значений т'пс, то второй метод включает в себя интерполяцию между кривыми, изображенными на рис. 5-7, 5-9 и 5-10. Второй метод интерполяции более легок и, вероятно, более точен.
Для определения Е и I необходимо знать подвижность электронов ,це. Ее можно рассчитать как функцию электронной температуры от интегралов вероятности столкновений, взятых по всему распределению электронов по скорости, для различных инерТных газов при давлении 130 Па (1 мм рт. ст.) (рис. 5-11). Ранее было принято, что столкновения с атомами инертных га-
зов определяют подвижность электронов. Однако измерения-ми Вервье (Verweij) показано, что при температуре насыщенных паров ртути около 60сС или выше должна быть внесена поправка на столкновения с атомами ртути [Л. 5-9].
Это приводит в результате к уменьшению подвижности, а следовательно, к увеличению плотности электронов, необходимой для переноса данного тока. Так как время пленения входит в расчеты только в виде значений х'пе, увеличение плотности электронов при увеличении давления паров ртути будут просто при вычислении давать тот же эффект, что и увеличение значения т'. Таким образом, эта ошибка может быть ответственна за противоречие между тео-
ретическим и экспериментальным значением к. п. д. и мощности и она зависит от давления паров ртути, которое Биттер и автор книги скорректировали умножением вычисленных значений т' па коэффициент 3,6.
5-4. ИССЛЕДОВАНИЯ КАЙЛЕССА
Кайлесс [Л. 5-3] опубликовал результаты исследований положительного столба разряда в люминесцентной лампе, аналогичные результатам анализа, полученным Уэймаусом и Биттером [Л. 5-2], за исключением одного важного обстоятельства: он не использовал усреднения переменных по поперечному сечению разряда в лампе, 136
йо Предпочел рассматривать ИХ как переменные для каждой точки. В любом данном единичном объеме разряда, изменяющемся со временем, полученная скорость образования частиц типа / должна равняться скорости их потерь. Это предположение должно привести к уравнениям типа (5-9) и (5-10) с учетом того, что диффузия частиц типа / в данный объем из соседних объемов увеличивает число образовавшихся частиц, а диффузия частиц из данного объема в соседние объемы увеличивает число потерянных частиц. Для каждого вида частиц это приводит к дифференциальному уравнению, описывающему изменение плотности частиц в зависимости от места положения в сечении:
V(£*jVwj)=— [{число образующихся частиц /} — — {число теряемых частиц /)],	(5-27)
где Dj — коэффициент диффузии частиц /.
Подобные уравнения существуют для каждого из возбужденных состояний ртути и для плотностей электронов и ионов. Так как Кайлесс включил как состояние 3Pi, так и 3Рг, в дополнение ко всем другим состояниям, учитываемым нами, он должен был решить семь совместных дифференциальных уравнений второго порядка. Трудность состоит в том, что решения этих уравнений зависят от электронной температуры, которая неизвестна до тех пор, пока не будут решены уравнения баланса частиц. Решение основано на том, чтобы для нескольких переменных произвольно принять радиальное распределение и использовать его для решения уравнений баланса ионизации и для нахождения электронной температуры. Это значение Те используется для совместного решения дифференциальных уравнений для нахождения радиального распределения остальных переменных. Новые значения радиального распределения переменных используются для получения нового значения электронной температуры, и этот процесс повторяется до тех пор, пока полученные значения не совпадут с предыдущими.
На основе полученных распределений плотности электронов и возбужденных атомов и определенной по ним температуре определяется градиент потенциала электрического поля путем сопоставления полной энергии, получаемой на единицу длины, равной общим потерям энергии, а ток определяется из электрического поля и плотности электронов. Кайлесс также использовал поперечные сечения Кенти и обеспечил включение в свою программу для вычислений регулируемых постоянных в качестве помощника — математическую теорию эксперимента. Результаты, опубликованные в его статье, однако, содержат только нерегулируемые постоянные. Расчетные результаты, как будет показано в § 5-5, свидетельствуют о хорошем соответствии с экспериментом без использования каких-либо произвольных, подогнанных постоянных. Учитывая сложность проблемы, а также степень соответствия между теорией и экспериментом, можно сделать вывод, что основы разряда достаточно хорошо изучены и что важнейшие поперечные сечения выбраны правильно.
5-5. СРАВНЕНИЕ ТЕОРИИ С ЭКСПЕРИМЕНТОМ 16
К тому времени, когда исследования Кайлесса и Уэймауса и Биттера были закончены, еще не было достоверных данных относительно абсолютных значений мощности излучения с длиной волны 253,7 нм в смеси паров ртути и инертного газа в зависимости от различных параметров. Были также ограниченными сведения об
137
Электронной температуре, полученные Кенти, Исли и Бернсом [Л. 5-15] и позднее Верье [Л. 5-9]. Биттер и автор книги использовали данные Кенти, Исли и Бернса [Л. 5-15], чтобы определить эффективное сечение ионизации из возбужденных состояний sPi, нормализуя расчетную электронную температуру до измеренной ими температуры для лампы с внутренним диаметром 38 мм (лампа типа Т-12), наполненной аргоном при давлении 460 Па (3,5 мм рт. ст.), работающей на постоянном токе 420 мА при температуре насыщенных паров ртути 40°С. Теоретические и экспериментальные кривые
20	50	20	50
Температура, стеноп трубки, °C
Рис. 5-12. Электронная температура и плотность электронов в зависимости от давления паров ртути. Сплошные линии — по результатам теоретических расчетов автора и Биттера [Л. 5-2]; точки—по результатам исследований Кенти, Исли и Бернса [Л. 5-15].
электронной температуры Те в зависимости от png и пе в зависимости от png показаны на рис. 5-12. Здесь плотность электронов не была нормирована. Кайлесс обнаружил удовлетворительное соответствие между теоретическим значением электронной температуры и измеренным Верье при давлении аргона 400 Па (3 мм рт. ст.), но ие опубликовал сравнения с данными Верье или Кенти, Исли и Бернса в зависимости от давления паров ртути.
Биттер и автор книги сравнили рассчитанный ими лучистый поток линии 253,7 нм и к. п. д. (вычисленные для разряда постоянного тока) с результатами Джерома [Л. 5-16] для лампы переменного тока, предполагая, что световой поток лампы в люменах был равен: 118,5Хпоток УФ в ваттах%-5Хобщая мощность. Первый член означает, что только излучение с длиной волны 253,7 нм возбуждает люминофор, причем принимается в расчете 90% квантовый выход, и это выражение позволяет вычислить световую отдачу на основе спектрального распределения энергии излучения люминофора. Второй член представляет приблизительно эквивалент в люменах видимого излучения плазмы.
138
Рисунки 5-13,а, б, 5-14,а, б, 5-15,а б показывают сравнение между теоретическими вычислениями и результатами исследования Джерома для ламп типа 30 Т8 (с внутренним диаметром 25,4 мм), типа 40 Т 12 (с внутренним диаметром 38 мм) и типа 40 Т 17 (с внутренним диаметром 54 мм) [Л. 5-16]. Наблюдается хорошее соответствие для ламп большого диаметра.
Кайлесс сравнил теоретически полученные значения мощности излучения с длиной волны в 253,7 нм с нормализованными экспериментальными значениями Леонарда (Leonard) [Л. 5-17]. Результаты
Рис. 5-13. Сравнение теории и эксперимента для лампы типа 30Т8 в зависимости от температуры стенок колбы при токе 300 мА (а) и от тока при температуре стенок колбы 40°С (б).
/--световая отдача положительного столба, лм/Вт; 2—световой потокХ Х1/40 лм; 3— мощность положительного столба, Вт.
показаны на рис. 5-16 для разряда при давлении аргона 400 Па (3 мм рт. ст.) при температуре насыщенных паров ртути 40°С. Соответствие между формой кривых весьма хорошее.
После опубликования обоих анализов Коэдам (Koedam), Круит-гоф (Kruithof) и Рименс (Riemens) [Л. 5-18] опубликовали расчеты многочисленных измерений мощности излучения в смеси паров ртути и инертного газа. Они учитывали отклонение углового распределения излучения от косинусного закона Ламберта, эти данные являются наиболее точными из имеющихся в настоящее время.
На рис. 5-17 приведено сравнение результатов измерения Коэда-ма, Круитгофа, Рименса [Л. 5-18] с теоретическими данными Кай-лесса, Биттера и автора книги для лучистого потока с длиной волны 253,7 нм в зависимости от тока при постоянном давлении паров ртути (рис. 5-17,а) и в зависимости от давления паров ртути при постоянном токе (рие. 5-17,6). Кривая 1 в анализе Уэймауса и Биттера рассчитана непосредственно на основе использованного Кенти значения времени пленения излучения, а кривая 2 получена в ре
139
зультате умножения уже упомянутого времени пленения на коэффициент 3,6.
Кайлесс использовал значение времени пленения излучения, полученное Холстейном, без поправки, па его кривой зависимости лучистого потока от температурь] насыщенных паров ртути появляется
Рис. 5-14. Сравнение теории с экспериментом для лампы типа 40Т12 в зависимости от температуры стенки трубки при токе 400 мА (а) и тока при температуре стенки трубки 40°С (б). 1, 2, 3 — для тех же величии, что и иа рис. 5-13.
Температура стенки, колом,°с	Ток,мА
Рис. 5-15. Сравнение теории с экспериментом для лампы типа 40Т17 в зависимости от температуры стенок колбы при токе 400 мА (а) и тока при температуре стенки колбы 40°С (б).
I, 2 и 3 — для тех же величин, что и на рис. 5-13.
140
Рис. 5-16. Сравнение теоретических результатов Кайлесса для мощности излучения с длиной волны 253,7 нм с нормализованными экспериментальными результатами Леонарда для разряда при температуре насыщенных паров ртути при 40°С и давлении аргона 390 Па (3 мм рт. ст.) в трубке с внутренним диаметром 3,6 см.
Подводимая мощность, Вт/см
максимум при температуре, значительно более высокой, чем у экспериментальной кривой. Он показал, что увеличение времени пленения в 2 раза приведет к согласованию теории и эксперимента. Абсолютное значение лучистого потока линии 253,7 нм, вы-
Рис. 5-17. Сравнение величин, измеренных Коэдамом, Круитго-фом Римснсом с теоретическими, рассчитанными Кайлессом [Л. 5-3] и автором для лучистого потока с длиной волны 253,7 нм в зависимости от тока при температуре насыщенных паров ртути 40° (а) и давлении паров ртути при токе 0,40 А (б). Кривая 1 получена по результатам вычислений Биттера и автора при использовании значения времени пленения по Кенти; кривая 2 содержит множитель 3,6 в значении времени пленения. Заметим, что экспериментальные результаты Коэдама, Круитгофа п Рнменса даны для излучаемого лучистого потока в зависимости от тока для температуры насыщенных паров ртути 42°С, в то время как теоретически они вычислены для 40°С; различие здесь незначительное. Кайлесс рассчитал лучистый поток в зависимости от давления паров ртути для тока 0,42 А, в то время как Коэдам вычисления проводил для тока 0,4 А, автор уменьшил значения, принятые Кайлессом, на 5%, чтобы компенсировать это различие.
141
численное Кайлессом, оказалось на 10—20% выше значений, вычисленных Коэдамом, Круитгофом и Римеисом. Неудивительно, что результаты теоретических исследований Биттера и автора книги находятся в лучшем соответствии с экспериментальными данными, чем результаты Кайлесса, потому что кривые содержат два параметра, подогнанные к экспериментальным условиям, в то время как в последнем иет ии одного такого параметра.
Ток, /1	Температура насыщен-
ных. паров ртути., ° С
Рис. 5-18. Сравнение теоретических результатов Кайлесса и экспери-ментальных результатов Коэдама, Круитгофа и Рименса для мощности лучистого потока с длиной волны 185,0 им в зависимости от тока при температуре насыщенных паров ртути 40°С и температуры стенок колбы при токе в 0,4 А.
На рис. 5-18 представлено сравнение результатов расчета лучистого потока линии с длиной волны 185,0 нм по Кайлессу со значениями, измеренными Коэдамом, Круитгофом и Римеисом в функции тока п температуры насыщенных паров ртути. Между ними наблюдается явно хорошее соответствие. Необходимо подчеркнуть, что результаты анализа Кайлесса, представленные здесь, всего лишь малая доля его теоретических расчетов. Автор благодарен доктору Кайлессу за предоставление ему многочисленных графиков, из которых выбирались отдельные значения.
Следует заметить, что Кайлесс рассчитал лучистый поток в зависимости от давления паров ртути для тока 0,42 А, в то время как вычисления Коэдама проводились для тока 0,4 А. Автор уменьшил значения, принятые Кайлессом, на 5°/о, чтобы компенсировать это различие.
5-6. ЛАМПЫ С НЕКРУГЛЫМ ПОПЕРЕЧНЫМ СЕЧЕНИЕМ
С учетом факта, что иекруглые сечения ламп коммерчески приемлемы и технологически возможно их изготовление, зададим вопрос: какова наилучшая форма лампы для такого поперечного сечения с точки зрения самого разряда? Так как экспериментальное 142
изготовление каждой такой формы достаточно сложно, совершенно естественно, что значительное внимание должно быть обращено иа возможность теоретического исследования большого числа поперечных сечений с целью отбора лучших для экспериментальной проверки. Эта проблема может быть решена наиболее просто при взятии за основу анализа, который имеет дело с переменными, усредненными по поперечному сечению разряда. Необходимо знать значения 0, т' и значение эффективной площади поперечного сечения, тогда расчет можно производить таким же образом, как и для круглого сечения. Все три этих параметра могут быть определены довольно просто, если известно изменение плотности электронов по поперечному сечению. Возьмем произвольный параметр, характеризующий плазму с локальной плотностью пе.
Скорость ионизации vy, требуемая для поддержания постоянной плотности в плазме при диффузионных потерях, может быть вычислена путем приравнивания ионизационных потерь генерации ионов. Ионизационные потери иа единицу длины могут быть получены путем иитегрироваиия по периметру величины Da, умноженной на нормальный градиент плотности электронов по периметру, где Da~ коэффициент амбиполярной диффузии. Генерация иоиов на единицу длины равно V,, умноженной на интеграл плотности электронов по всему поперечному сечению. Уравнение имеет вид:
dr ds —
(5-28)
Диалогичным путем можно вычислить т', если известно распределение п* возбужденных атомов ртути и коэффициент диффузии фотонов Dp, тогда
ds
(5-29)
Аналогично интеграл / J neda 'y/A, где А — геометрическая пло-V )
щадь поперечного сечеиия, даст среднее значение плотности электоо-нов. Задача состоит в том, чтобы затем определить распределение электронов и возбужденных атомов в трубке с произвольным поперечным сечением. Торингтои (Thorington) и Шурган (Shurgan) [Л. 5-191, ссылаясь на Спенке (Spenke) и Штееибека (Steenbeck) [Л. 5-20J, выполнили эту работу для некоторого числа специальных форм: прямоугольной, треугольной, кольцевой, короче, для тех, у которых уравнение амбиполярной диффузии, описывающее распределение плотности электронов, имеет сравнительно простое решение в выражениях синусов и косинусов. Ториигтон и Шурган использовали эти результаты для обсуждения качественного поведения колб
143
с различными поперечными сечениями, но затем они экспериментально подобрали поперечное сечение, которое не подходило ни под одну из этих форм.
Задачей Биттера и автора книги было создание более общего метода решения, который мог бы быть применен для любого поперечного сечения. С этой целью было начато моделирование эксперимента, отражающее подобие этой ситуации, основанное на использовании мембраны, закрепленной по краям и нагружаемой пропорционально ее перемещению. Проще всего это можно было достигнуть, используя воду в качестве нагружающего вещества. Рисунок 5-19 представляет эскиз такой мембраны. Дифференциальное уравнение для мембраны имеет вид:
V2«+pg,«/7’=0,	(5-30)
где и — смещение; g — ускорение силы тяжести; р — плотность воды; Т — напряжение в мембране.
Дифференциальное уравнение для плотности электронов в плазме, в котором выход пропорционален плотности, имеет вид:
= 0.	(5-31)
Формальное сходство между равенствами (5-30) и (5-31) очевидно. За исключен :ем постоянных множителей решение для одного будет решением для другого. Метод быстрого анализа большого числа возможных форм поперечного сечения заключается в следующем: сгибают лист металла, поперек натягивают мембрану, нагружают, ее водой, измеряют постоянное смещение и из этих данных вычисляют распределение плотности электронов.
Для упрощения полагаем, что распределение плотности возбужденных атомов такое же, как и для электронов при вычислении т'.
Таким образом, пользуясь сравнительно простои техникой, нетрудно определить 0, х' и область для расчета характеристик ламп. Уравие-иение (5-30) требует, чтобы натяжение было постоянным, независимым от положения мембраны, для того, чтобы было сходство с (5-31). Это будет правильно лишь тогда, когда смещение мембраны относительно небольшое по сравнению с поперечными размерами (что означает незначительное или полное отсутствие растяжения мембраны).
Однако для точных измерений необходимы смещения на несколько десятков миллиметров, поэтому приходится использовать довольно большую водную поверхность. Однако (5-30) имеет собственное решение, подобно (5-31). Это означает, что только одно значение натяжения будет точно сбалансировано водой, взятой в таком количестве, что она подходит к краям установки. Был пролит ни один галлон воды (1 гал = 4,54 л), пока было найдено решение.
На рис. 5-20 показан контур плотности электронов, определенный с помощью этой модели для поперечного сечения, аналогичного желобковой лампе.
144
Рис. 5-19. Эскиз водонагруженной мембраны как аналога решения проблемы распределения плотности электронов.
А — мембрана; В — поддерживающие края; С — уровень воды; D — смещение.
На рис. 5-21 представлена зависимость рассчитанной световой отдачи от разрядного тока и экспериментальные значения. Осевое электрическое поле (градиент потенциала) и, следовательно, полная расчетная потребляемая мощность приблизительно на 15% выше ее экспериментального значения.
Кайлесс трактовал эту теорию совершенно аналогично, но он использовал вычислительную технику, чтобы решить диффузионное
Рис. 5-20. Кривые постоянной плотности электронов в U-образном поперечном сечении, определенные с помощью аналога в виде водонагруженной мембраны.
Рис. 5-21. Расчетные значения световой отдачи в зависимости от разрядного тока в U-образном поперечном сечении.
О — экспериментальные значения.
уравнение для произвольных геометрических размеров [Л. 5-21]. Если известно распределение электронной плотности по поперечному сечению, то может быть вычислена электронная температура, а также могут быть определены ток и лучистый поток.
5-7. ТЕОРИЯ РАЗРЯДА, ЗАВИСЯЩЕГО ОТ ВРЕМЕНИ
До недавнего времени никто ие опубликовал полной и стройной теории положительного столба разряда переменного тока. При сравнительно низкой частоте, когда можно учитывать только эффект добавления члена (Х/Пе) (dnejdt) к частоте ионизаций согласно изложенному в гл. 2, теория ие должна быть очень трудной. Для высоких частот, где промежуток времени изменения плотности возбужденных атомов будет представлять собой существенное увеличение потерь энергии или подвода энергии к электронному газу, это будет значительно сложнее.
Спенсер (Spencer) и Пик (Реек) [Л. 5-22] опубликовали результаты полуэмпирических анализов, в которых промежуток времени изменения плотности электронов был представлен как функция нескольких регулируемых постоянных. Постоянные были определены путем сравнения вычисленных ЭВМ кривых зависимости тока и па--пряжения от времени и экспериментальных данных для ламп, работающих при частоте 60 Гц. Результирующая функция была затем с успехом использована для расчета напряжения на лампе в зависимости от времени для иесинусоидальной формы тока с высокочастотными составляющими. Непрерывное развитие исследований полупроводниковых балластов для люминесцентных ламп, несомненно, будет стимулировать теоретические исследования в этой области.
10—69	145
Глава шестая
РТУТНЫЕ ЛАМПЫ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
6-1. ВВЕДЕНИЕ
В этой главе рассмотрим изменения спектра разряда в парах ртути при увеличении давления паров ртути и перейдем к описанию ртутных ламп высокого давления, в которых используются эти новые свойства.
При обсуждении разряда в люминесцентных лампах была подчеркнута необходимость поддержания низкого давления паров ртути для оптимального выхода УФ излучения. Если давление паров ртути становится выше этого уровня при допущении, что увеличивается температура стенки колбы, то резонансное излучение быстро убывает и выходящее из лампы излучение состоит преимущественно из линий ртути, лежащих в видимой и длинноволновой ультрафиолетовой областях спектра. Кроме того, исчезает характерная для разрядов низкого давления высокая электронная температура при низкой температуре газа. Электронная и газовая температуры становятся сравнимыми.
Увеличение плотности атомов ртути при высоких давлениях приводит к значительному увеличению потерь при упругих соударениях между электронами и атомами ртути, в результате которых электроны передают кинетическую энергию атомам ртути и нагревают их до состояния, при котором они имеют почти такую же кинетическую температуру, что и электроны. Это приблизительное равенство температур электронов и атомов достигается при давлении приблизительно 105 Па (1 атм). Довольно неожиданно, что при увеличении давления газа на два порядка потери электронного газа на упругие соударения не увеличиваются, как того можно было бы ожидать.
Потери энергии электронным газом при упругих соударениях пропорциональны разнице между температурой электронов и температурой атомов. Энергия переносится к электронам с малой энергией при соударениях с атомами, обладающими большой энергией. Когда температуры электронов и атомов равны, энергия, переносимая от атомов к электронам, равна энергии, переносимой от электронов к атомам, так что перенос равен нулю. Поскольку разница температур получается малой, & 146
приближающейся к нулю, поэтому и упругие потери энергии электронным газом также получаются малыми.
Кинетическая температура ртутных атомов резко меняется по сечению трубки, будучи наиболее высокой в центре и наименьшей вблизи стенок, так как нагрев происходит в центре, а охлаждение осуществляется за счет теплопередачи к стенкам. Если бы электронная температура оставалась на всем пути до стенки такой же, как и на оси, то потери электронов при упругих соударениях приводили бы к невероятно большому расходу энергии вблизи стенок, поэтому электронная температура тоже падает по направлению стенок так, что разница температур между электронами и ртутными атомами остается приблизительно постоянной по всему поперечному сечению. В результате профиль электронной температуры в функции радиуса следует температурному профилю ртутных атомов. Потери энергии электронным газом при упругих соударениях с ртутными атомами точно равны потерям тепла за счет теплопроводности ртутного пара к стенкам.
Вследствие большой массы ртутных атомов теплопроводность ртутного пара относительно мала, поэтому потери энергии, вызванные «потерями за счет теплопроводности» (как мы ее будем называть вместо потерь при упругих соударениях, поскольку основной процесс тот же), поразительно малы. Эленбаас в [Л. 6—1] дает значение этих потерь, около 10 Вт/см длины дуги, независимо от диаметра трубки, давления паров ртути и силы тока.
Это, до некоторой степени неожиданное, наблюдение является результатом трех различных факторов. Прежде всего теплопроводность большинства газов в основном не зависит от давления. Во-вторых, осевая температура дуги не меняется более чем на 10% во всей области изменения токов и давлений, используемых в типичных ртутных лампах высокого давления. Эти два факта вместе приводят к приблизительной независимости теплопроводности от давления и тока. Третий факт — независимость от диаметра—требует более глубокого исследования. Тепловые потери к стенкам на единицу длины дуги можно выразить как
ртепл = — k^dT/dry^R,
где k — коэффициент теплопроводности; (dT/dr)R — радиальный градиент температуры у стенки трубки; 2лЛ— 10*	147
длина окружности. Радиальный профиль температуры может быть аппроксимирован параболой
т’=(7’„-'Л)[1-(да]+л.	(б-i)
где Го — осевая температура; Тк — температура стенки. Отсюда
2(Го-Гс)
R
(6-2)
Чистые тепловые потери равны:
P^ = ~k{ T^\.W = 4vk(I\-Tj (6-3)
и, как видно, не зависят от радиуса.
Конечно, 10 Вт/см длины дуги было бы большой потерей энергии для люминесцентных ламп; большинство этих ламп работает при общей потребляемой мощно-ности меньше 1 Вт/см. Однако для ртутной лампы высокого давления такие потери энергии относительно невелики, поскольку эти лампы работают обычно при удельной мощности 40—50 Вт/см. В результате тепловые потери составляют 25% или меньше подводимой мощности, приблизительно столько же, сколько и потери при упругих соударениях в люминесцентных лампах.
Имеется только один путь, которым плазма дуги может удалить разницу между 40—50 Вт/см подводимой мощности и 10 Вт/см, удаляемыми за счет потерь на теплопроводность — это излучение. Следовательно, типичная ртутная дуга вы-ского давления превра-
Удельная электрическая мощ-ность, Вт/см
Рис. 6-1. Удельная мощность излучения в зависимости от удельной электрической мощности для ртутиой лампы высокого давления.
50	7оо щает около 75% подво-
димой мощности. Более интересно, что эффективность этого преобразования растет с ростом подводимой мощности. Как показывает рис. 6-1, поте-
148
ри мощности на излучение в зависимости от подводимой электрической мощности представляют собой приблизительно прямую линию, пересекающую ось абсцисс при 10 Вт/см так, что эффективность преобразования электрической энергии в излучение растет от нуля при 10 Вт/см до 100% при бесконечном значении подводимой мощности.
Спектр излучения также достаточно отличается от такового в ртутных разрядах низкого давления. Рисунок 6-2 иллюстрирует для сравнения распределение энергии в спектре двух типов ламп. При низком давлении, как было подчеркнуто, линия ртути 253,7 нм наиболее интенсивна. В ртутной лампе высокого давления УФ резонансные линии относительно слабы, в то время как другие линии значительно интенсивнее.
Характер спектра высокого давления может быть лучше понят, если учесть, что условия, обсуждаемые в гл. 2 о близости к локальному термодинамическому равновесию, хорошо выполняются в ртутных дугах высокого давления. Большая подводимая мощность па единицу длины дуги требует значительного тока — несколько ампер; высокое давление паров ртути приводит к малой подвижности электронов и их большой плотности для того, чтобы обеспечить заданный ток. Высокая плотность электронов означает, что число возбуждающих соударений и соударений второго рода для всех состояний ртутного атома очень велико и намного больше числа спонтанных излучающих переходов. Таким образом, заселенность каждого состояния приблизительно соответствует равновесному при равенстве между возбуждающими и тушащими соударениями с электронами.
Как показано в гл. 2, это требует, чтобы концентрация возбужденных атомов в каждом состоянии определялась уравнением
= п, (giJgJ e^Uk'kT,	(6-4)
где Т—локальная электронная температура; п0 — концентрация атомов в основном состоянии; eUk— энергия возбужденного состояния по отношению к основному.
Поскольку температуры электронов и атомов газа повсюду отличаются друг от друга на несколько градусов, составляя при этом много тысяч, обычно принято не учитывать эту разницу и говорить просто о температуре.
149
Выход излучения каждой спектральной линии определяется тогда концентрацией атомов на верхнем уровне, соответствующем данной спектральной линии, умноженной на фактическую вероятность выхода излучения и на энергию фотона. Эта вероятность может быть выражена как величина, обратная «эффективной продолжительности жизни» т, которая будет использована в нашей системе обозначений. Поэтому мощность, излучаемая единицей объема при переходах между Л-м и J-м состоянием атома:
= —1651
где Uh— энергия возбужденного состояния, с которого начинается переход; tkj— эффективная фактическая продолжительность жизни; hvkj— энергия фотона.
Здесь должна быть использована эффективная продолжительность жизни с учетом пленения излучения. В дугах высокого давления концентрации атомов достаточно высоки, так что все спектральные линии до некоторой степени пленены, даже те, которые образуются в результате переходов па нижние возбужденные состояния, а не на основное. Концентрации атомов в каждом возбужденном состоянии достаточно велики, чтобы в определенной степени поглощать (и соответственно переизлучать) фотоны, возникающие при переходах, заканчивающихся на этих состояниях.
Конечно, чем выше энергия состояния, тем меньше концентрация атомов в этом состоянии в соответствии с (6-4). Поэтому время пленения различных спектральных линий в общем уменьшается по мере того, как энергия нижнего состояния пары переходов увеличивается. В результате линии 253,7 и 185,0 нм, оканчивающиеся на основном состоянии, реабсорбируются значительно сильнее, чем длинноволновые ультрафиолетовые и видимые линии. Поэтому соответствующее значение т, используемое для этих линий в (6-5), очень велико, что объясняет их слабую интенсивность в спектре излучения.
Баланс энергии излучения между другими состояниями определяется как результат уменьшения концентрации атомов в верхнем состоянии с ростом энергии, т. е. уменьшением числа атомов, способных излучать, 150
и уменьшением концентрации в нижнем состояний с ростом энергии, а следовательно, уменьшением числа атомов способных поглощать. В общем, когда подводимая мощность, увеличивается, температура дуги возрастает и интенсивность линий, излучаемых с уровня 73S, увеличивается больше, чем линий, излучаемых с уровней 63D (см. рис. 5-3), создавая предпочтение ближнему УФ излучению над видимым. Если увеличивается давление паров ртути, температура дуги умень-
Длина Ьолны, нм б)
Рис. 6-2. Распределение энергии излучения по спектру для разряда низкого давления в парах ртути с инертным газом (а) и для ртутного разряда высокого давления (б).
151
Шается и видимые линии, излучаемые с уровня 63Д становятся более интенсивными.
То, что излучение не сосредоточено в нескольких отдельных линиях спектра, ясно видно из рис. 6-2, поэтому не удается полностью использовать все излучение, составляющее около 80% подводимой мощности. На видимую область спектра приходится приблизительно 20— 25% излучаемой мощности. Поскольку зеленая линия 546,1 нм и желтые линии 579,0 нм лежат вблизи максимума кривой чувствительности глаза, световая эффек-
Рис. 6-3. Схематическое изображение конструкции разрядной трубки типичной ртутной лампы высокого давления мощностью 400 Вт.
1 — электроды; 2 — штеигель для откачки и наполнения; 3 — впай молибденовой фольги,
тивность видимого излучения велика и составляет около 320 лм/Вт. Общая энергетическая эффективность ламп в видимой области спектра составляет от 16 до 20% подводимой мощности, давая световую отдачу около 58 лм/Вт (без учета околоэлектродных потерь).
Относительно большая подводимая мощность на единицу длины дуги и высокое давление паров ртути требуют, чтобы трубка, в которой происходит разряд, была достаточно мала для того, чтобы при соответствующей подводимой мощности иметь минимальную внутреннюю температуру стенки, по крайней мере, 357°С, равную точке кипения ртути. Обычно применяемые разрядные трубки, изготовляются из плавленого кварца, который может удовлетворительно работать в течение многих тысяч часов при температурах до 1000°С17. Ни один другой подходящий стеклообразный материал не дает такой возможности. На рис. 6-3 схематически представ-152
лена конструкция разрядной трубки типичной ртутной лампы высокого давления мощностью 400 Вт.
Принципиальным ограничением в производстве подобных ламп является впай в кварцевое стекло, который подводит ток к электроду лампы. Плавленый кварц из всех материалов имеет наименьший температурный коэффициент линейного расширения (ТК.Р), он составляет около 5-10”7оС-1. Ни один из металлов не имеет близкое к нему значение. Поэтому впай делается из. очень тонкой полоски молибденовой фольги толщиной всего около 25 мкм. Молибден имеет ТКР около 50-10-7ОС_1, однако, поскольку фольга так тонка, она может пластически деформироваться под действием напряжений, возникающих при нагревании и охлаждении впая.
Использование этой техники прямого впая металла в кварц обеспечивает вакуумно-плотные впай, надежно работающие при высоких температурах. Возможна и другая технология, когда в качестве переходного впая, используют серию стеклянных колец, каждое из которых имеет меньший ТКР, последовательно соединяющих область между ТКР металла и кварца, но она требует применения стекол со значительно более низкой -температурой размягчения, чем у кварца. Впай молибденовой фольги имеет два существенных недостатка: его токо-проводность ограничена и при высоких температурах он должен быть защищен от окисления.
Первый недостаток не является проблемой для обычных ртутных ламп. высокого давления, поскольку применяемые токи лежат в пределах возможности впая. Второй недостаток требует, чтобы кварцевая разрядная трубка была заключена во внешнюю стеклянную колбу-, в которой воздух заменен чистым азотом14. Это не является большим неудобством, так как имеется, по крайней мере, два других веских основания для помещения разрядной трубки во внешнюю колбу.
Во-первых, внешняя колба предотвращает выход УФ излучения, которое проникает через стенки кварцевой трубки. Излучение 253,7 нм, излучаемое дугой, не поглощается кварцем, и если оно присутствует в выходящем излучении, то может вызвать очень сильный солнечный загар у людей, облучаемых этих светом; хуже того, оно может вызвать болезненное воспаление — конъ-юктивит роговицы глаза. Стекло внешй^й колбы полностью поглощает это вредное излучение И. предотвра
153
щает его выход (между прочим, как и стекло стенок люминесцентных ламп).
Во-вторых, стеклянная колба защищает кварц разрядной трубки от прикосновения пальцев рук во время установки ламп. Соли, содержащиеся в поте, отлагаясь на поверхности кварца, создают центры кристаллизации, вокруг которых аморфный стеклообразный кварц кристаллизуется и «зарухает». Во время длительного горения эти кристаллизованные области перерастают в зоны, в которых разница в ТКР между кристаллическим и стеклообразным кварцем вызывает разрушение.
Рис. 6-4. Фотография ртутной лампы (мощностью 400 Вт). Лампы другой мощности имеют аналогичный вид за исключением размеров и в некоторых случаях формы внешней колбы.
На рис. 6-4 представлена фотография собранной •ртутной лампы, готовой к употреблению. Ртутные лампы высокого давления имеют ряд важных достоинств, что объясняет их широкое использование в определенных областях применения, особенно для уличного освещения. Их очень небольшие размеры при заданной подводимой мощности (одна лампа с колбой диаметром 115 мм и длиной 305 мм потребляет такую же мощность, как 10 люминесцентных ламп длиной по 1200 мм) и высокая яркость дуги позволяют создавать компактные приборы с прекрасным контролем светораспределения. Их световая отдача в 2 или 3 раза выше, чем у ламп накаливания, а срок службы огромен.
При обсуждении причин, обеспечивающих поразительно большой срок службы оксидных катодов в лю-154
МИнесцейтных лампах, была подчеркнута важная роль инертного газа в возврате испаряющегося с катода активного материала12. В ртутной лампе высокого давления испаряющийся материал катода диффундирует через ртутный пар, являющийся очень тяжелым газом, при давлении в несколько атмосфер и потери на испарение активного материала соответственно малы. В результате не известен предел для срока службы постоянно горящей ртутной лампы, он может быть 50 000 или 100 000 ч. Однако при 12-часовом цикле горения фактическая продолжительность горения этих ламп составляет 24 000 ч, что обеспечивает для типичных установок уличного освещения шесть лет бессменной работы ламп (современные лампы свободно превышают этот срок).
Световая отдача в процессе горения остается также хорошей, поскольку единственным механизмом, вызывающим уменьшение выхода света, является некоторое потемнение стенок кварцевой разрядной трубки. Сам кварц весьма устойчив в отношении «соляризации», и главным процессом, вызывающим потемнение, является оседание испаряющегося материала электродов на стенках разрядной трубки. Так как оно очень мало, скорость потемнения также мала, и после 24 000 ч горения типичная ртутная лампа высокого давления все еще излучает 75% начального светового потока.
В гл. 6 обсудим качественно физику ртутной дуги высокого давления в трех главных направлениях: радиальное изменение температуры в работающей дуге, поведение электродов и процессы зажигания. Не будем делать попытки дать количественное описание физики дуги, так как это уже было выполнено Эленбаасом [Л. 6-1], и читатель, интересующийся более полным изложением, должен обратиться к этому источнику.
6-2. ЛОКАЛЬНОЕ ТЕРМИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ И РАДИАЛЬНОЕ ИЗМЕНЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ
а)	Экспериментальные методы измерения температуры
Методы измерения радиального распределения температуры в дуге высокого давления основаны на предположении, что в каждом бесконечно малом элементе объема дуги существует локальное термическое равно-15 5
Вёсие с концентрацией атомов, электронов, ионон и возбужденных атомов, определяемой по формулам термодинамики для соответствующей локальной температуры19.
В частности, концентрация возбужденных атомов в различных состояниях дается уравнением (6-4), а выход излучения — уравнением (6-5). Поэтому яркость дуги резко меняется по сечению, будучи максимальной в центре, где температура высока, и минимальной вблизи стенок, где температура низка.
Рис. 6-5. Фотография ртутиой дуги высокого давления.
На рис. 6-5 представлена фотография ртутной дуги высокого давления, которая иллюстрирует наличие яркого дугового шнура около оси. Более важно для наших целей радиальное изменение интенсивностей различных линий, отличающееся в зависимости от верхнего уровня, с которого линия начинается. Можем это увидеть, если прологарифмируем уравнение (6-5)
lnP^/(r) = b{rt0(^/£0)/ivA//Tfey} — eVk!kT (г).	(6-6)
Из (6-6) видно, что . изменяется либо линейно с энергией верхнего состояния с наклоном, обратно пропорциональным локальной температуре, либо обратно пропорционально локальной температуре с наклоном, .зависящим от энергии верхнего состояния.
Если сравнить относительные интенсивности двух таких линий, для которых известны энергии верхних со-156
стояний, вероятности переходов и статистические веса состояний, то может быть получено следующее соотношение:
V -1^гг(Ук-Уе)-	(6-7)
\ Р\1т (r) J kT (г) V е! V 7
Левая часть определяется из измеряемого экспериментально отношения интенсивностей, вероятностей переходов и статистических весов; таким образом, (6-7) легко может быть решено относительно температуры Г (г). Из измерений интенсивностей излучения ряда спектральных линий, начинающихся с различных верхних уровней, в функции расстояния от оси дуги может быть рассчитана температура. Наличие таблиц экспериментальных значений функций -t/g для большого числа линий различных элементов теперь значительно упрощает эти расчеты [Л. 6-2].
Эленбаас пользовался слегка отличной техникой расчета, которая требовала знания только одной вероятности перехода [Л. 6-3]. Он измерял отношение интенсивности каждой линии как функции радиуса к интенсивности той же самой линии на оси дуги
In {Р, k! (г) IP. kj (0)} = eVJkT, - eV k/kT (г).	(6-8)
Таким образом, если То известно, Т (г) может быть подсчитано из измеренных значений P.kj (r)/P.k (0). Внут-тренняя согласованность может быть обеспечена путем повторения измерений для ряда линий, имеющих различные значения энергии верхнего состояния Vh- Для определения осевой температуры То Эленбаас рассчитал общий выход излучения особой линии (в действительности группы из трех), для которой была известна общая вероятность перехода:
nogk^kj е 41
eVk
*' (r) 2т.г(1г.
(6-9)
Заметим, что концентрация атомов п0 также изменяется с радиусом: n0—pr/kTr(r), где Тт(г) —температура газа и рг—давление паров ртути. 7 (г)—электронная температура, определяемая из (6-8) при заданной температуре на оси То.
157
Для определения Тт(г) Эленбаас рассчитал разность между температурой электронов и газа, необходимую для того, чтобы обеспечить потери за счет теплопроводности, равные 10 Вт/см, и затем уточнял предположенное значение Д до тех пор, пока общее излучение трех желтых линий ртути, рассчитанное по (6-9), сравнялось с измеренным выходом.
Рис. 6-6. Радиальное распределение температуры для типичной ртутиой лампы высокого давления [Л. 6-4].
г — радиус; гс — радиус стеики.
Рис. 6-7. Радиальное распределение температуры дуги не стабилизированной стенками (схематично).
Для типового разряда он получил температурный профиль, схематически представленный на рис. 6-6, с максимумом электронной температуры на оси, равной 5900 К, и разностью между температурами электронов и атомов газа на оси, равной 15 К [Л. 6-4]. Температурный профиль на рис. 6-6 характеризует дугу, «стабилизированную стенками», он имеет относительно крутой градиент температуры у стенки. Если ось дуги сместится от центра в сторону, градиент температуры с этой стороны возрастет, увеличивая тепловые потери и создавая более интенсивное охлаждение дуги. Градиент температуры на другой стороне будет иметь меньшее значение, в результате — меньшие тепловые потери и возможность некоторого повышения температуры, поэтому эффекты изменения тепловых потерь частично исключают начальное движение столба дуги и, таким образом, обеспечивают стабилизацию дуги.
158
Рис. 6-8. Объем дуги, попадающий на приемник D через ограничивающие диафрагмы С, при измерении излучения в функции радиуса.
В противоположность этому температурный профиль, подобный представленному на рис. 6-7, является нестабильным. Относительно большое движение шнура дуги в трубке вызывает слабое или совсем не вызывает изменение тепловых потерь, и стенки не оказывают стабилизирующего влияния на дугу. Положение дуги поэтому определяется в основном конвекцией и турбулентными потоками, и она неустойчиво блуждает
по поперечному сечению. Более детально будем обсуждать стабилизацию стенками и ее отсутствие в связи
с рассмотрением металлодиодных дуг.
Обратим внимание на то, что действительные значения радиального выхода излучения как функции радиуса P*kj трудно получить. Проблема состоит в том, что приемник излучения (например, монохроматор или фотоэлемент с фильтром) не может моделировать выход излучения из единичного объема для каждого радиуса, а измеряет интегральное излучение вдоль линии зрения, которая включает все радиусы больше определенного значения п, как это показано на рис. 6-8. Если дуга осесимметрична, яркость Z>(ri), измеряемая приемником в точке D на рис. 6-8, равна:
00
6
Хорошо известная математическая инверсия этой формулы, именуемая интегралом Абеля, дает:
00
р =____________L [	.
drr
(6-10)
Следовательно, приходим к проблеме измерения яркости в зависимости от п путем дифференцирования экспериментальных величин по и, а затем интегрирования ПО (6-10). Трудность состоит в том, что ошибки 159
возрастают очень быстро при дифференцировании экспериментальных данных и требуются предельно аккуратные данные для того, чтобы получить приемлемые значения Ру вблизи оси дуги. Дальнейшая сложность состоит в том, что использование измеренного выхода излучения в формулах, подобных (6-8) и (6-9), предполагает, что абсорбция отсутствует и все излучение, возникающее в отдельном элементарном объеме, выходит и может быть измерено. Преимущество определения температуры по методу Эленбааса состоит в том, что он требует, чтобы только одна линия в спектре излучения выходила без реабсорбции. Другой метод требует, по крайней мере, двух таких линий.
б)	Представление об эффективной температуре
Пусть дан экспериментально определенный профиль температуры для дуги, такой как изображен на рис. 6-6, тогда предположение о локальном термодинамическом равновесии позволяет нам рассчитать все остальные свойства дуги. Прежде всего плотность тока равна:
J=eney.eEz,	(6-11)
где це — как и раньше, подвижность электронов; Ez— осевая напряженность поля, поддерживающая разряд; пе — концентрация электронов, определяемая при термическом равновесии так называемым уравнением Саха *:
nent f 2 (2nm?kT (r))3/2 1 о,- [Т (г)] -eVAkT /« io\
В (6-12) И; — концентрация ионов; п0 — концентрация атомов в основном состоянии; V)— потенциал ионизации и h — постоянная Планка; величина в фигурных скобках — общее число разрешенных электронных состояний в свободном пространстве («статистический вес» электронов);
* Это уравнение (хорошо знакомое химикам), больше известное под названием закона действующих масс, прилагается к реакции диссоциации
А—М++е.
160
Oi[r(r)] — статистический вес иона, w.' k
где gk —статистический вес k-ro энергетического состояния иона; по — аналогичное число для атома.
При сравнительно невысоких температурах, когда степень ионизации составляет небольшой процент, ni/oo^gio/go равно отношению статистических весов нижнего энергетического состояния (основного состояния) соответственно иона к атому. Для ртути это отношение равно 2.
Поскольку столб дуги ртутной лампы высокого давления, конечно, является плазмой, можем решить (6-11) относительно концентрации электронов, заменяя nt=ne и решая относительно пе, заметив, что nt)=pTjkT, где рг — общее давление ртути:
г /2 \МТ (г)]3>2 Рг g;o V'2 -ev.^T (г;
h> kT (r) I e	' '	'
Таким образом, плотность тока в разряде получается путем подстановки (6-13) в (6-11), а общий ток определяется как интеграл от плотности тока по поперечному сечению
R
I = еЕг ( \кТ (<<	Рг 1',! Г','ЯГ‘1'12.г
.1	1 Л’ go I
” О
(6-14)
Суммарный выход излучения получается путем суммирования по всем переходам в ртутном спектре, проинтегрированного по поперечному сечению:
Л— -eV./kT (г)
Р, = С V —-___________dr. (6-15)
1	kT (г)
О k
Для дальнейших расчетов свойств дуги (6-14) и (6-15) чересчур громоздки и требуют численного интегрирования по экспериментальному профилю температур. Для многих целей достаточно точен более простой вид дуги, у которой столб с эффективным радиусом РЭф и постоянной эффективной температурой Дф окружен более холодным газом, температура которого настолько 11—69	161
мала, что он не проводит тока и не излучает. Эта фиктивная дуга будет иметь общий ток, равный
7 = Ы?ЭфЕгре (Гэф) пе (Т9ф),	(6-16)
где пе(Т3ф) получается путем подстановки Тэф в (6-13). Общая мощность выходящего излучения тогда равна:
_еу
к=^,Ф S •	{647)
кл эфвочЬ/ k
Если потребовать, чтобы общий ток и общая излучаемая мощность фиктивного разряда с равномерной температурой были равны соответственно таковым у действительного разряда, тогда (6-16) может быть приравнено уравнению (6-14), а (6-17) —уравнению (6-15). Результирующая пара уравнений дает одновременно два уравнения для двух переменных /?Эф и Гэф.
Эленбаас [Л. 6-5] выполнил этот расчет для случая ртутного разряда при помощи другой аппроксимации, а именно, считая, что общая мощность выходящего излучения на атом ртути при температуре Т может быть приблизительно выражена простой экспонентой
Р, (Г)	(6-18)
где Г — «усредненный потенциал возбуждения»; С] — численная постоянная вместо суммы экспонент.
На рис. 6-9 показан в полулогарифмическом масштабе график суммы
‘Vk’klfiVki(б’19)
k
Рнс. 6-9. Зависимость излучения ртути от 1/Т в полулогарифмическом масштабе (исключая 185,0 и 213,7 нм), рассчитанная пр (6-19),
162
ДЛя всех наиболее важных линий спектра ртути (кроме резонансных линий 253,7 и 185,0 нм) как функция обратной температуры при использовании значений gi/ij из таблиц Корлисса и Бозмана [Л. 6-2]. Как видно, точки (представляющие собой общий выход излучения) хорошо ложатся на прямую линию с наклоном, соответствующим среднему потенциалу возбуждения 7,8 В. Резонансные линии исключены, поскольку их реабсорбция столь велика, что их вклад в общее излучение очень мал.
Результат Эленбааса для разряда, который он исследовал, показал, что эффективная температура Т;,ф составляла 94% осевой температуры, а эффективный радиус 7?Эф составлял 42% радиуса трубки. С помощью представления об эффективных температуре и радиусе относительно легко могут быть рассчитаны температура дуги и напряженность электрического поля. Эффективную температуру можно рассчитать следующим образом.
Излучаемая мощность равна подводимой мощности минус тепловые потери
= Р- Ртепл. (6-20)
Заметим, что произведение ПолР2эф как раз равно общему числу ртутных атомов в горячем дуговом канале на единицу длины. В условиях термического равновесия отношение концентрации атомов в канале дуги к концентрации в окружающем газе равно Тс/Таф, так что доля общего количества ртутных атомов, находящихся в канале дуги, равна:
+	(1 ~ТС/Таф)].
Так как Т3ф и РЭф изменяются от разряда к разряду не очень сильно, указанное отношение остается приблизительно постоянным и равным 7,5%. В некоторых случаях член попР2Эф удобнее записать равным угп, где m— масса ртути в разряде на единицу длины, мг/см. Если взять V равным 7,8 В, то
„ —90500/Г а, „	„
туС.е =* = Р —Ртепл;
90500/Т ,
е *ф = тчСЛР-Ртепл)-,
Лф - 90500/{1п (уС.) - In [(Р - Ртепл)//п]}.
(6-21)
11*
163
Зленбаас вычислил постоянную in(yCi) для определенного разряда и нашел ее равной 17,0 [Л. 6-6], а Т’тепл было уже найдено равным приблизительно 10 Вт /см. Отсюда эффективная температура ртутной дуги высокого давления
7\ф = 90 500/{17,0 — 1п[(Р— Ю)И},	(6-22)
где т — масса ртути, мг/см; Р — подводимая мощность, Вт/см.
Напряженность электрического поля в разряде можно получить из первого расчета подводимой электрической мощности Р, вычитая тепловые потери и приравнивая разность потерям на излучение
Р = El = Е (en^E-rtR^),
где Е — напряженность электрического поля; ре — подвижность электронов, которую запишем как С3/ио, так как она обратно пропорциональна концентрации атомов. Концентрация электронов, которую берем из уравнения Саха (6-13), может быть выражена:
Заметим, что С2 фактически включает Г1/1, но можем пренебречь ее изменением по сравнению с экспонентой. Записывая 7?Эф—/2, где D — диаметр трубки, и подставляя, получаем:
Р = ЕгеС^О'С2п\ 2e^Vi'2kT^^n0,	(6-23)
но
= {e-^lkT^
где V — средний эффективный потенциал возбуждения. Тогда из (6-21)
_ [(р __ ртепj	.	(6 24)
Подставляем (6-24) в (6-23) и получаем:
[п0<р/)/2)г]1/2 = (Тщ)1/2 или
«;/2=--(2/r(y/h/^)1/2.
164
Тогда подводимая электрическая мощность может быть записана следующим образом:
р	(30)3 с2 (утГ1/21"
Обозначим:
{V IW	_ 1 '/2
8С1	1(Г;/2И+*/,] I
еС^'^С, Т	J ’
тогда напряженность электрического поля может быть выражена:
pl/2	(У./4Г) + 1;4
р___с___________£_______________________
4	V./4V	П3/2
(£~£теПл) ?	°
(6-25)
Эленбаас, взяв из эксперимента мощность при минимуме напряженности электрического поля и минимальный градиент потенциала, определил /этеПл=9 Вт/см и Ct—6,0 [Л. 6-7]. При 7^7,8 В^3/4 V; напряженность поля, В/см, получается:
£=6,0
2Р1/2	т7^12 ,
(Р—9)!/3 рЗ/2 ’
(6-26)
где Р—подводимая мощность, Вт/см; т— масса ртути, мг/см; D — диаметр трубки, см.
На рис. 6-10 показано напряжение горения ртутных ламп мощностью 400 и 1000 Вт, рассчитанное из длины дуги и продольной напряженности поля по (6-26) плюс предположенное значение суммы анодного и катодного падений 20 В. Из рис. 6-10 видно, что согласие вполне удовлетворительное. Выбор тепловых потерь в 9 вместо
Удельная электрическая мощность,
Рис. 6-10. Падение напряжения на ртутных лампах мощностью 400 н 1000 Вт, рассчитанное прн помощи (6-26).
ф— экспериментальные значения.
165
10 Вт/см был необходим ДЛя того, чтобы рассчитанная мощность при минимуме электрического поля совпадала с экспериментальным значением. Поскольку постоянство тепловых потерь является только приближением, вероятно, не должно вызывать удивления, что два различных значения оказались в хорошем согласии с двумя различными экспериментами.
Если известны длина трубки, диаметр и общая масса ртути, то при помощи (6-21), (6-22) и (6-26), используя соотношение Р=1Е, заранее можно рассчитать ток, падение напряжения на дуге, мощность выходящего излучения и эффективную температуру дуги для любой ртутной дуги высокого давления. Кроме того, из эффективной температуры может быть установлен относительный баланс в спектре излучения между видимым и ближним УФ излучением. Таким образом, эти формулы весьма полезны для целей разработки.
в) Расчет изменения радиальной температуры
Полное рассмотрение изменения радиальной температуры ртутного разряда здесь не будет дано, так как оно досконально разобрано Шмитцем [Л. 6-8], Фрэнсисом [Л. 6-9] и Эленбаасом [Л. 6-10]. Более того, как увидим при обсуждении металлоиодидных дуг, уравнение распределения температуры для ртутного разряда является частным случаем более общей проблемы, физику которой проще обсудить в общем случае. Однако здесь будут освещены принципы, при помощи которых определяется радиальная температура любой дуги высокого давления.
Основное положение содержится в качестве одного из пунктов, которые были изложены во вступительном параграфе этой главы. Пары ртути в дуге горячее в центре и холоднее у стенок, поэтому имеет место изменение радиальной температуры. Электронная температура соответствует температуре атомов газа с учетом того, что потери на упругие соударения в каждом элементе объема определяются разностью температур Те(г)—Тг(г)-Эта разность температур не может быть более нескольких градусов, так как нет больших потерь энергии электронами, вследствие высокой плотности атомов ртути, с которыми электроны могут сталкиваться, поэтому можем рассчитать изменение электронной температуры так же хорошо, как и изменение температуры атомов газа, 166
просто предполагая, что первая равна второй, а изменение газовой температуры можем рассчитать из уравнения для теплового потока в парах ртути.
В любом локальном элементе объема тепловой поток Гн определяется как
Гя =	(г)	(6-27)
где VТ (г) — градиент температуры; k — теплопроводность газа.
Тепловой поток Гн подчиняется уравнению непрерывности. Таким образом, тепловой поток из некоторого локального элемента объема должен быть равен тепловому потоку в этот элемент объема плюс тепло, образующееся в этом элементе. Математически это выражается уравнением дивергенции
7Гя = 7(^Т(г)) = Ря,	(6-28)
где Рн—это чистое тепло, выделяемое в единичном объеме; VTh — «дивергенция» вектора теплового потока.
В случае одномерной задачи, полагая k независимым от температуры, а следовательно, от положения:
уТ — dT[dx;
уГн=дГн[дх = — k (d^dx?), так что
d2T jdx2=—Рн /&
Пока чистое выделение тепла в единичном объеме газа положительно, кривизна температуры всегда будет отрицательной. Если кривая температуры при х=0 имеет горизонтальный ход, то при увеличении х наклон постоянно будет становиться все более отрицательным, т. е. кривая будет идти все круче и круче. Рассуждая аналогично, можно сделать вывод, что этой ситуации будет соответствовать температурный профиль «стабилизированный стенками», подобный показанному на рис. 6-6.
Теперь рассмотрим образование тепла в единице объема газа. Ясно, что оно равно разности между общей мощностью, выделяющейся в элементарном объеме, и общей мощностью, излучаемой этим же объемом. Элементарный объем может рассеивать мощность только двумя путями: теплопроводностью и излучением. Первая равна подводимой элементарной мощности плюс мощность поглощенного излучения (которой в данный мо
167
мент будем пренебрегать), излучаемую мощность уже подсчитали, она равна иоС1е-еГ/Ат. Электрическая мощность, подводимая к единице объема, равна плотности тока, умноженной на напряженность электрического поля или епе\1еЕ2, где пе дается (6-13), которое будем записывать в виде
Таким образом, чистое тепло, возникающее в единице объема:
п	1/2 п PS -eV,!2kT (г)	-eV/feT (г)
Рн=еНЛ0 СгЕе 1 —п„С,е
Вспомним, что для ртути V = ’/4Уг, вынесем за скобки член e~eVlkT(r\ заметим, что —V(./2-]-3Vz/4 = V)/4; тогда
Рн = e^vlkT (И	(П — п.С,]. (6-29)
Поскольку температурный профиль от оси по направлению к стенкам изгибается вниз, генерация тепла в единичном объеме должна быть положительной, а кривизна хода температуры [в действительности в цилиндрических координатах V(-feVT)] должна быть отрицательной. Это означает, что на оси дуги первое слагаемое в квадратных скобках выражения (6-29) должно быть больше второго. Это в действительности и определяет минимальное значение электрического поля Е [см. уравнение (6-26)].
Кроме того, в квадратных скобках в (6-29) только eV./4kT(r)
экспоненциальный член е	сильно изменяется с из-
менением температуры, увеличиваясь при уменьшении Т, поэтому для всех температур, меньших осевой, чистое выделение тепла остается положительным. По аналогии с одномерным случаем основное уравнение, определяющее радиальный температурный профиль
, 1^7- (г)] _-	ср,*"* п - п.С,],
(6-30)
дает стабилизированный стенками профиль, когда величина V[>feVT(r)] отрицательна для всех температур, 168
Этот результат прямо следует ИЗ усЛОвйй, карактерй-зующего ртуть, а именно
У^(ЗУ74)>Уг/2.
Средний потенциал возбуждения, больший половины потенциала ионизации, характерен и для ряда других газов, которые также имеют удобные для эксплуатации стабилизированные стенками термически равновесные дуги. Как увидим при обсуждении металлоиодид-ных дуг, последние работают в парах металлов, для которых справедливо противоположное утверждение так, что их температурные профили сжимаются.
Ловке (L'owke) опубликовал расчет температурного профиля для дуги в парах редкоземельных металлов, в которых электрическая проводимость изменяется с температурой много быстрее, чем потери на излучение [Л. 6-11]. Точно так же, как описано здесь, он нашел суженные температурные профили.
6-3. ЭЛЕКТРОДЫ
Так же, как и в большинстве других газоразрядных ламп, в ртутных лампах высокого давления используют накаленные катоды, работающие при низком катодном падении потенциала порядка потенциала ионизации ртути. Из-за высокого давления и малой длины свободного пробега всех частиц плазмы «катодное пятно» очень мало— несколько десятых миллиметра в диаметре и даже меньше, а плотность тока в нем высокая, обычно около 104 А/см2.
Прямые измерения ионного тока на катод, подобные измерениям для разрядов низкого давления, описанным в гл. 4, для разрядов высокого давления отсутствуют. Однако тот факт, что катодное падение примерно равно потенциалу ионизации ртути и что ионизация, вызванная первичными электронами из катода, происходит очень близко от катода, наводит на мысль, что отношение ионного тока к электронному составляет, вероятно, от 20 до 30%. Тогда удельная мощность, подводимая к катоду в катодном пятне, только за счет ионной бомбардировки равна приблизительно 3-104 Вт/см2. Термоэмиттер типа, используемого в люминесцентных лампах, не может рассеивать такую удельную мощность без чрезмерного роста температуры. Это объясняется тем, что теплопроводность пористого оксида между витками
169
СпйраЛи йз вольфрамовой провоЛОкй слишком маЛа ДЛЯ того, чтобы отвести заметное количество тепла от катодного пятна, поэтому излучение остается единственным способом рассеяния мощности, выделяющейся на катоде от разряда. Температура, необходимая для того, чтобы излучить 3-Ю4 Вт/см2, явится причиной исключительно быстрого испарения оксидного материала катода.
В результате геометрия используемых катодов должна зависеть от различных путей снижения работы выхода эмиттера. Уже многие годы известно, что присутствие мономолекулярного слоя более электроположительных атомов, чем вольфрам на его поверхности, может значительно уменьшить работу выхода за счет образования электрического дипольного слоя на его поверхности. Первой обнаруженной системой такого типа был катод с пленкой тория, открытый Ленгмюром и Роджерсом в 1914 г. [Л. 6-12]. Почти в это же время было открыто множество других пленочных катодов; наиболее важные из них: Cs—W, Cs—О—W, Ba—W, Ba—О—W и др.
Пленочные катоды имеют значительные преимущества для ртутных ламп высокого давления, так как их эмиттирующая поверхность является по существу высокотемпературным металлом с соответственно высокой теплопроводностью. Энергия, выделяющаяся на катоде в результате ионной бомбардировки, может быть отведена к другим частям катода и там рассеяна путем излучения с приемлемым температурным перепадом.
На рис. 6-11,я показана обобщенная конструкция электрода ртутной лампы, состоящая из центрального стержня, вокруг которого расположен радиатор большего диаметра. Конец стержня выступает из радиатора, и разрядное пятно «привязывается» к концу стержня. Обычно радиатором является спираль из вольфрамовой проволоки, намотанной вокруг стержня, как показано на рис. 6-11,6; может применяться и сложная спираль или две спирали одна над другой.
Разработчик катода имеет четыре основных независимых переменных, при помощи которых можно регулировать температуру катода: диаметр стержня; длина стержня, выступающая над спиралью; диаметр и длина спирали — радиатора. В принципе, возможно независимое регулирование в четырех различных точках на катоде этими четырьмя переменными. Качество катода на-170
ходится в сильной зависимости от его температурного поля. Разработка катода, имеющего оптимальное температурное поле, является важной проблемой, которая в настоящее время может быть решена только эмпирически.
Обычно радиаторная часть катода содержит «активатор», снабжающий активным материалом, который медленно распределяется по эмиттирующему концу вза-
Рис. 6-11. Схематическое изображение электрода ртутной лампы высокого давления (а); на практике радиатор обычно представляет собой спираль из вольфрамовой проволоки, навитой на стержень (керн) (б).
1 — эмиттирующий конец; 2 — радиатор; 3 — вольфрамовая проволока; 4—-стержень (керн); 5 — выступающая часть стержня;
6 — дута.
Рис. 6-12. Конструкция ториевого пленочного (моно-слойного) катода (поперечное сечение).
/ — стержень (керп); 2 — спираль; 3 — ториевая пластинка.
мен теряемого за счет испарения или распыления. Проблема конструирования катода, которая, возможно, наиболее критична в случае ториевого пленочного катода, заключается в том, чтобы отрегулировать поступление активатора так, чтобы оно в точности балансировалось со скоростью его потерь. Первым практическим пленочным катодом для ртутных ламп высокого давления применялся ториевый пленочный катод20, хотя он использовался недолго по причинам, которые станут ясными ниже.
171
На рис. 6-12 показана конструкция практического воплощения ториевого катода. Торий достигает эмит-терного конца за счет диффузии по поверхности, причем диффузия резко зависит от температуры. Увеличение скорости снабжения торием предпочтительней осуществлять за счет повышения температуры спирального радиатора, которое может быть достигнуто путем увеличения поперечного сечения стержня (керна), укорачивания его выступающей части или уменьшения радиатора.
Удаления тория с эмиттерного конца может происходить либо испарением, либо распылением. Для данного пленочного покрытия при высокой температуре конца электронная эмиссия велика, катодное падение меньше и распыление меньше, но скорость испарения больше. Если температура конца уменьшается, испарение уменьшается, но эмиссия при этом также уменьшается, так что катодное падение и распыление за счет ионной бомбардировки увеличиваются. Очевидно имеется оптимальная температура эмиттерного конца, при которой скорость потерь тория с него минимальна. Температура эмиттерного конца может быть увеличена также путем уменьшения поперечного сечения стержня и увеличения его выступающей части.
Таким образом, проблема двойная: установление температуры эмиттирующего конца, соответствующей минимальным потерям тория; установление такой температуры радиатора, чтобы поступление тория уравновешивало его потери. Если поступление недостаточно, то пленка тория не может быть сохранена. Электронная эмиссия эмиттирующего конца уменьшается до эмиссии чистого вольфрама, и катодное падение возрастает; усиленная ионная бомбардировка вольфрама приводит к его быстрому распылению, что вызывает почернение стенок колбы от оседающего вольфрама. Если поступление тория чрезмерно, то торий образует на эмиттирующем конце более чем один молекулярный слой. Скорость испарения второго и следующих слоев тория с поверхности вольфрама приближается к таковой у чистого тория и намного больше, чем скорость испарения первого монослоя. Следовательно, избыточное поступление тория не нужно, так как он испарится так же быстро, как и поступит, что приведет к почернению стенки колбы От оседающего тория. Любой вид почернения уменьшает
172
Рис. 6-13. Конструкция бариевого пленочного (монослойного) катода (частично показан в разрезе).
I — стержень (керн); ! — оксидная эмиссионная смесь; 3 — плотно намотанная внешняя спираль;
4 — редко намотанная внутренняя спираль.
светопропускание значительной ча-сти поверхности колбы и соответственно уменьшает выход света.
Необходимый контроль за различием температур достаточно критичен, так как нормально допускаемый в производстве разброс размеров конструктивных параметров
изделий (особенно покрывающей спирали) велик. Наибольшее время жизни ламп с ториевыми пленочными катодами может достигать 50 000 ч, но многие лампы страдают от чрезмерного почернения колб и становятся не пригодными ранее 10 000 ч.
В настоящее время в США применяются почти исключительно пленочные катоды типа Ва—O--W, конструкция которых показана на рис. 6-13 (Л. 6-13]. Радиатор состоит из двухслойной спирали, причем внутренняя спираль имеет редкую намотку. Пустоты, образуемые внутренней спиралью, заполняются смесью из щелочноземельного металла и окиси тория, которая при реакции с вольфрамом снабжает катод барием, последний диффундирует на поверхность эмиттирующего конца и образует там пленку бария на поверхности вольфрама. Работа выхода бариевого пленочного катода ниже, чем у ториевого, и поэтому его эмиссия выше. Оптимальная температура конца катода составляет около 1300—1500°С вместо 2200—2500°С для ториевого катода. Работа Алерта (Ahlert) и Ратледжа (Rutledge) с подобным типом катода показала, что эмигрирующая поверхность состоит из монослоя кислорода па поверхности вольфрама, а сверху бариевого монослоя и что основными веществами, испаряющимися с таких катодов, являются смесь бария и окиси бария, причем 50% и более составляет ВаО.
Окись бария прозрачна, и продукты реакции между нею и кварцем также прозрачны. Поэтому этот тип катода может надежно работать с предельной скоростью
173
возмещения активатора без почернения колбы и потерь излучения. Кроме того, из-за низких рабочих температур должен быть применен радиатор больших размеров. Эти конструкции могут быть разработаны с большим объемом полостей так, что количество активатора, которое может быть в них укрыто, больше, чем в ториевом пленочном катоде. В результате лампы с бариевыми пленочными катодами имеют срок службы между 24 000 и 30000 ч, причем после 20 000 ч работы световой поток обычно составляет 75% начального значения.
Как и в случае люминесцентных ламп, здесь должны быть компромиссы в конструкции электрода, так как каждый электрод должен попеременно выполнять роль и анода и катода. Дальнейшие компромиссы должны быть найдены, поскольку электроды должны выдерживать повреждения при включении так же хорошо, как и в условиях работы. В ртутных лампах высокого давления повреждения при включении особенно тяжелы, так как лампа зажигается при низком давлении.
Во время зажигания давление в лампе равно только давлению наполняющего инертного газа, обычно около 3,3 кПа аргона, плюс несколько десятых паскаля паров ртути. После пробоя и возникновения дуги мощность, подводимая к лампе, достаточна, чтобы нагреть разрядную трубку до температуры, при которой вся ртуть, содержащаяся в лампе, испаряется так, что давление паров ртути достигает 0,26 МПа плюс давление аргона 3,3 кПа. Излишне говорить о том, что замедление испарения монослоев активированного катода наполняющим газом намного меньше в период после зажигания, когда лампа значительно холоднее, чем в рабочем режиме. Поскольку нагрев лампы до полного рабочего давления может занять 5 мин, потери активного вещества могут быть значительными и восстановление активности эмиттера на конце электрода после зажигания должно происходить быстро. Ясно, что бариевый пленочный катод с его устойчивостью к предельно большой скорости возмещения активатора в рабочем режиме имеет в этом отношении явное преимущество перед ториевым ка-дом,
6-4. ЗАЖИГАНИЕ
а)	Зависимость напряжения зажигания от окружающей температуры
Процесс зажигания в ртутных лампах почти во всех отношениях подобен таковому для люминесцентных ламп в схемах мгновенного зажигания. Рост ионизации зависит от эффекта Пеннинга между аргоном и ртутью, напряжение зажигания лампы зависит от окружающей
Окружающая температура.,
Рис. 6-14. Зависимость напряжения зажигания от окружающей температуры для обычных ториевых пленочных («моно-слойных») и бариевых пленочных («монослонных») катодов ртутных ламп мощностью 400 Вт.
1 — ториевый катод; 2 — бариевый катод.
температуры, которая определяет давление паров ртути в момент зажигания. Так как напряжение зажигания разрядной лампы зависит также от у ее электродов, то более низкая работа выхода бариевого пленочного катода дает определенное преимущество перед ториевым катодом. Рисунок 6-14 показывает зависимость напряжения зажигания от окружающей температуры для ториевого и бариевого катодов ртутных ламп мощностью 400 Вт [Л. 6-15].
Балласты ртутных ламп должны обеспечивать достаточное напряжение холостого хода для зажигания ламп при наихудших условиях, которые могут встретиться при эксплуатации. Поскольку наибольшее применение та
кие лампы находят для уличного освещения и так как в Северной Америке после захода солнца в зимнее время наверняка где-либо температура может быть ниже 0°С, балласты обычно конструируются так, чтобы они обеспечивали напряжение зажигания, соответствующее —29°С. После изобретения в 1960 г. бариевого катода для ртутной лампы высокого давления [Л. 6-13] появилась возможность конструировать балласты с существенно меньшими напряжениями холостого хода для тех же условий работы и с более низкой стоимостью, что является дальнейшим преимуществом бариевого катода.
175
В настоящее время существует множество балластов, которые не обеспечивают зажигание ламп с ториевыми пленочными катодами при холодной погоде, поэтому такие лампы больше не выпускаются.
б)	Зажигающий электрод
Из-за особенности конструкции ртутных ламп—относительно малой разрядной трубки, расположенной в центре довольно большой внешней оболочки, — нельзя создать заметную концентрацию поля, вызванную тем, что отражатель расположен ближе к одному электроду, чем к другому. Для того чтобы достичь такого же уменьшения напряжения зажигания, какое получается у люминесцентных ламп за счет упомянутой концентрации поля, ртутные лампы конструируют с третьим так называемым зажигающим электродом, помещаемым в конец разрядной трубки вблизи основного электрода.
На рис. 6-15 схематически показаны расположение зажигающего электрода и его соединение с противоположным электродом через высокоомное сопротивление. Когда напряжение холостого хода впервые прикладывается к двум основным электродам, промежуток между зажигающим электродом и катодом не является проводящим, так что потенциал оказывается приложенным к этому промежутку, он быстро пробивается и начинает проводить ток, который ограничен сопротивлением. Электроны из этого вспомогательного тлеющего свечения ускоряются полем в основном промежутке и вызывают его пробой.
Присутствие зажигающего электрода уменьшает напряжение зажигания лампы примерно до 50%. В горящей лампе зажигающий электрод погружен в плазму высокой плотности так, что его потенциал отличается лишь на несколько вольт от потенциала бли-
Рнс. 6-15. Эскиз зажигающего электрода и схемы его включения в цепь лампы.
/ — зажигающий электрод; 2 — основные электроды; Я — резистор, 40—70 кОм.
176
жайшего электрода. В полупериоД, когда противоположный электрод положителен, зажигающий электрод собирает электроны из плазмы и электронный ток, текущий через сопротивление, уменьшает потенциал зажигающего электрода примерно до потенциала плазмы, в которую он погружен. В отрицательный полупериод зажигающий электрод собирает положительные ионы из плазмы. Если зажигающий электрод хорошо сконструирован и правильно расположен, ионный ток будет достаточно велик для того, чтобы уменьшить потенциал зажигающего электрода приблизительно до потенциала плазмы. При этом потенциал зажигающего электрода изменяется
симметрично с соседним электродом: на несколько вольт положительнее в положительный полупериод и на несколько вольт отрицательнее в отрицательный период.
Однако из-за большой массы ионов ионный ток на зажигающий электрод при данной плотности плазмы составляет только 1/500 часть электронного тока. Зажигающий электрод может собирать электронный ток до 3,5 мА, уменьшающий его потенциал в положительный полуперниод от максимума потенциала анода (приблизительно 140 В) до потенциала катода; ионный ток в отрицательный полупериод составляет только 0,35 мА.
В отрицательный полупериод, когда на 40-кОм сопротивлении зажигающего электрода падает только 14 В, его потенциал отличается на —126 В от потенциалов ближайшего электрода. Таким образом, формы кривой тока (/) и напряжения зажигающего электрода (2)
Рис. 6-16. Формы кривых напряжения и тока зажигающего электрода за период для неправильно изготовленного электрода, который не может cOj бирать достаточный ионный ток.
1 — напряжение на лампе; 2 •— ток через зажигающий электрод; 3 — напряжение на зажигающем электроде.
12—69
177
изменяются За период, как Показано На рис. 6-16. Потен-циал между зажигающим и основным электродом составляет в среднем 60 В, причем зажигающий электрод отрицателен.
Этот потенциал постоянного знака появляется и между молибденовыми фольгами во впае. Постоянный ток в горячем кварце ведет к миграции натриевых ионов, содержащихся в виде загрязнений, по направлению к отрицательной (зажигающий электрод) фольге. Избыточная концентрация натрия, который накапливается у поверхности фольги, вызывает образование более «легкоплавких» стекол с большим коэффициентом расширения, которые плавятся и трескаются, приводя к разрушению впая. Этот процесс электролиза способен вызвать разрушение лампы за несколько сотен часов.
Решение этой проблемы может быть обеспечено тем, что зажигающий электрод делается настолько длинным, чтобы он располагался в достаточно плотной плазме для того, чтобы собирать ионный ток, по крайней мере, 3 мА. Более длинный зажигающий электрод будет погружен в более горячую плазму и поэтому более нагрет. Если он при этом имеет способность к термоэмиссии, то он может эмиттировать электроны так же хорошо, как собирать положительные ионы в отрицательный полупериод, существенно увеличивая общий отрицательный ток. Некоторые конструкции зажигающих электронов предусматривали покрытие активными материалами, однако большей частью практическим решением является изготовление зажигающего электрода достаточной длины, чтобы он проникал в достаточно плотную плазму. Оседание на зажигающем электроде активного материала, испаряющегося с близко расположенного катода, несомненно способствует успеху подобных конструкций.
в)	Эффект проникновения водорода
Эффект проникновения водорода, не встречающийся в люминесцентных лампах, становится важной проблемой в ртутных лампах из-за влияния загрязнения водородом на напряжение зажигания. Нельзя сказать, что загрязнение водородом не является недостатком для люминесцентных ламп; он, взаимодействуя, повреждает люминофор так же сильно, как и увеличивает напряжение зажигания. Однако в люминесцентных лампах при-178
сутствие водорода может быть вызвано исключительно неправильным изготовлением ламп.
В ртутных лампах присутствие водорода почти неизбежно. Стекло внешнего баллона содержит в своем составе значительные количества свободных радикалов ОН. Ультрафиолетовое излучение дуги с длиной волны около 300 нм проникает на значительную глубину в стекло и диссоциирует эти радикалы. Образующийся водород быстро диффундирует через стекло и частично проникает в объем внешней колбы. Плавленный кварц разрядной трубки вследствие своей относительно рыхлой структуры достаточно прозрачен для водорода. Таким образом, через некоторое время будет наблюдаться проникновение некоторого количества водорода и внутрь разрядной трубки у каждой ртутной лампы.
Механизм, при помощи которого водород увеличивает напряжение зажигания ламп, не ясен, однако известно, что Н2, взаимодействуя с возбужденными атомами ртути, уносит их энергию на диссоциацию молекул Н2 [Л. 6-16]. Можно полагать, что аналогичное явление происходит и с метастабильными атомами аргона, что будет мешать эффекту Пеннинга. В любом случае водород вредно действует на напряжение зажигания. Для ртутных ламп с ториевыми катодами это является особой проблемой, так как водород реагирует с торием, явно образуя соединение, которое разрушает ториевый монослой во время зажигания дуги. Весьма значительным преимуществом бариевых монослойных катодов является их способность взаимодействовать и связывать водород, не повреждаясь при этом.
г)	Нагрев и перезажигание
Как уже упоминалось, при зажигании разрядная трубка находится при температуре окружающего воздуха и давление паров ртути низкое. Для достижения высокого рабочего давления ртути в несколько атмосфер требуется, чтобы разрядная трубка нагрелась минимум до 500°С. Размеры разрядной трубки должны быть выбраны в зависимости от подводимой мощности так, чтобы такой нагрев был возможен. Проблема заключается в том, что лампы работают с балластами, которые имеют приблизительно постоянный ток независимо от сопротивления ламп, и при низком давлении ртути падение напряжения на дуге мало. Типичная 400-ваттная 12»	179
лампа, у которой в нормальном рабочем режиме падение напряжения на дуге 130 В и ток 3,25 А, сразу после зажигания будет иметь ток 4 А и 25 В, поэтому начальная подводимая мощность мала и температура стенки разрядной трубки, которая зависит от этой мощности, будет также относительно мала.
Следовательно, скорость роста температуры стенки, а соответственно и давления паров ртути в первую или вторую минуту после зажигания достаточно мала. Раз ртуть начинает испаряться и общее давление начинает расти, падение на дуге возрастает быстрее, так что подводимая мощность также возрастает. Общее время, необходимое для того, чтобы нагреть лампу до 90% ее рабочей световой отдачи, обычно лежит между 5 и 10 мин в зависимости от окружающей температуры. Для ртутных ламп это не является серьезной проблемой.
По-видимому, более серьезной проблемой является тот факт, что если лампа достигла своего рабочего давления и по каким-либо причинам была выключена, она не может быть снова зажжена до тех пор, пока давление паров ртути существенно не снизится. Напряжение холостого хода балласта недостаточно для повторного зажигания лампы, когда давление ртути выше нескольких сотен паскалей. Следовательно, однажды будучи выключенной, лампа должна остыть до температуры разрядной трубки приблизительно 125°С, прежде чем она может быть вновь зажжена, что может занять около ГО мин. Следующие 5 мин необходимы для того, чтобы ее вновь нагреть до рабочего давления.
Более серьезный результат этого явления проявляется в случае мгновенного прекращения подачи мощности, например при ударе молнии в электролинию. Лампы могут оказаться отключенными на несколько периодов из-за отключения мощности, а затем могут достичь полного светового потока в течение 15 мин. Поэтому в установки наружного освещения с ртутными лампами обычно включают некоторое количество ламп накаливания для аварийного освещения на случай мгновенного перерыва в подаче напряжения.
6-5. РТУТНЫЕ ЛАМПЫ С ЛЮМИНОФОРНЫМ ПОКРЫТИЕМ
Как было показано в § 6-1 и как видно из спектра на рис. 6-2, значительная часть излучения ртутной дуги высокого давления лежит в УФ области между 250 и 180
365 нм. Это излучение, которое не пригодно для освещения *, может быть преобразовано в видимый свет при помощи люминофора на внутренней поверхности внешней колбы. В основном выбирается люминофор, излучающий узкую полосу только в красной части спектра в виду почти полного отсутствия собственного излучения ртутной дуги в красной области. Общий выход излучения в пределе мог бы быть увеличен вдвое. Ртутные лампы с люминофорным покрытием из-за существенно улучшенного цвета значительно больше подходят для освещения улиц и для многих случаев внутреннего освещения, чем ртутные лампы без люминофора.
Глава седьмая
НАТРИЕВЫЕ ЛАМПЫ НИЗКОГО И ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
7-1. ВВЕДЕНИЕ
В этой главе рассмотрим два типа ламп, успехи в развитии которых тесно связаны с успехами люминесцентных и ртутных ламп. Натриевая лампа низкого давления во многих отношениях подобна люминесцентной лампе, в то время как натриевая лампа высокого давления имеет сходство с ртутной лампой высокого давления, поэтому при обсуждении будем в первую очередь сосредотачивать внимание на таких аспектах поведения, которые отличают их от ртутных аналогов21.
7-2. НАТРИЕВАЯ ЛАМПА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
В натриевой лампе низкого давления происходит разряд в среде инертного газа при давлении около 1 кПа плюс пары натрия при давлении около 1 Па. Точно так же, как и в случае ртути, натрий возбуждается и излучает только две резонансные линии 589,0 и 589,6 нм при переходе с наиболее низкого возбужденного состояния 2Р в основное состояние 2Si/2.
* Это излучение вполне пригодно для многих копировальных и других полиграфических работ, так как используемые фоточувстви-тельные материалы селективно реагируют иа эти длины волн.
181
На рис. 7-1 показана диаграмма уровней натрия. Все рассуждения, рассмотренные в гл. 2, относительно оптимального давления паров, оптимального диаметра трубки * и малой концентрации электронов для получения максимальной эффективности приложены и здесь. Главное различие заключается в том, что длины волн резонансного излучения натрия лежат в желтой, видимой части спектра, очень близко от максимума кривой чувствительности человеческого глаза.
Прежде всего это означает, что не нужен люминофор для преобразования УФ фотонов в видимые, поэтому
исключаются значительные потери энергии, имеющие место в люминесцентных лампах. Во-вторых, чувствительность глаза при 589,0 и 589,6 нм составляет около 520 лм/Вт по сравнению с 340 лм/Вт (приблизительно) для широкой полосы излучения большинства люминофоров, применяемых в люминесцентных лампах. В результате, если предполо-
_	„ , „	жить, что две лампы имеют
Рис. 7-1. Диаграмма энергети- одинаковую энергетическую ческих уровней натрия.	т , J r ,,	-
эффективность преобразования электрической мощности в выходящее резонансное излучение, около 50—60%, то световая отдача натриевых ламп может достигать 300 лм/Вт, по сравнению с 80—90 лм/Вт у люминесцентных ламп.
Действительно, некоторые из ранних исследователей этих разрядов достигали эффективностей, приближающихся к этому значению. Комптон и Ван Вурхис [Л. 7-1] работали с натриевыми разрядами со световой отдачей 200 лм/Вт, а Пирани [Л. 7-2] получил свыше 340 лм/Вт. Однако в обоих случаях их экспериментальные установки не содержали приемлемых для практического использования ламп. Проблема состоит в том, что оптимальное давление паров натрия 0,4 Па достигается
* Вследствие меньшей продолжительности жизни резонансного уровня натрия, как это будет обсуждено позже, оптимальный диаметр трубки равен примерно половине диаметра люминесцентных ламп.
182
При температуре стенок 2б0°С. Поскольку оптимальные условия для диаметра трубки и удельной мощности очень похожи на такие же для люминесцентных ламп, то без специальных мер температура стенки должна быть всего 40°С, если эти условия полностью обеспечены. В случае натриевых ламп очень трудно обеспечить оптимальные условия для плотности тока и одновременно для температуры стенки. Пирани [Л. 7-2] испытывал свою лампу в печи для того, чтобы достичь оптимальной температуры стенки при малой плотности тока, необходимой, как упоминалось, для достижения высокой эффективности 22.
Ясно, что для практики не приемлемо, чтобы промышленные лампы работали в печи, главным образом потому, что печь будет мешать выходу света. Следовательно, для того чтобы создать пригодную для практики лампу, должны быть сделаны некоторые отступления от оптимальных условий в отношении концентрации электронов и эффективности разряда. Хитрость заключается в том, чтобы реализовать две идеи: резко увеличить выделение мощности в разряде для того, чтобы увеличить потери, рассеиваемые в виде тепла и теплоизолировать стенки трубки, с тем, чтобы уменьшить количество тепла, необходимое для достижения 260°С.
Прежде в натриевых лампах низкого давления использовали в качестве наполняющего газа неон при относительно высоком давлении около 2,7 кПа. Большие потери на упругие соударения, вызванные соударениями с легкими атомами газа при таком большом давлении, обеспечивали источник тепла. Типичные лампы представляли собой колбу в виде короткой трубки, работающую внутри соответствующего сосуда Дьюара, как это показано схематически на рис. 7-2. Вакуум между двумя стенками сосуда Дьюара предотвращал унос тепла и уменьшал рассеиваемую мощность, необходимую для достижения 260°С. Подобные лампы были впервые выпущены в начале 1930 г. и имели световую отдачу 50 лм/Вт (энергетический к. п. д. приблизительно 8%) [Л. 7-3].
Главной технической проблемой, которая должна была быть решена, являлось разрушение стекла стенок трубки натрием. Металлический натрий,реагируя с большинством стекол, делал их бурыми, излучаемый свет поглощался и лампа становилась непригодной. Стекла
183
Рис. 7-2. Эскиз конструкции раи-ией натриевой лампы низкого давления.
1 — разрядная трубка; 2 — нэолнро-ванные поддержки электрода н подвод к спирали; 3 — непосеребренный сосуд Дьюара: 4 — штампованная ножка.
с большим содержанием окиси бора (В2О3) являются значительно более устойчивыми к воздействию натрия и, кроме того, хорошо замедляют диффузию натрия.
Первые натриевые лампы делались из стекла, описанного Комптоном и состоящего из 60°/оВ2Оз, 15%А120з, 12%СаО и 13%Na2O [Л. 7-4]. Дальнейшей разработкой явилось наплавление «стекла» из В2О3 на внутреннюю поверхность стеклянной трубки. Эта система достаточно хорошо предотвращала атаку натрия, но создавала другие проблемы из-за сильного поглощения воды В2О3.
Современные лампы делаются из подходящего известково-натриевого стекла с внутренним покрытием толщиной около 0,05 MiM из боратного стекла. Композиция с бо
ратным стеклом, которая оказалась наилучшей для этой цели, в общем является собственностью авторов изобретения и более подробно в литературе не обсуждалась. Относительно высокое давление неона первоначально требовалось не из необходимости точного поддержания оптимальной температуры стенки, а из других соображений. При зажигании, когда лампа холодная, давление пара натрия практически равно нулю. Зажигание таких ламп аналогично зажиганию люминесцентных ламп при низких температурах с вымороженной ртутью, в результате этого наблюдается высокое напряжение зажигания. Для снижения напряжения зажигания необходимо использовать смесь Пеннинга, состоящую из Ne и 0,5— 1,0%Аг. Как показано на рис. 3-10, коэффициент ионизации в этой смеси значительно выше, чем в чистом неоне и соответственно снижается необходимое напряжение для зажигания.
Но это создает другую проблему. (Такова история науки и технологии ламп; постоянные «но». Природа ничего не дает нам даром.) Аргон исчезал. В течение начального периода нагрева лампы до начала заметного испарения натрия ионы в разрядной трубке являются в основном ионами аргона. Диффузионный ток ионов 184
аргона к стенкам приводит к их внедрению в стекло и потере для разряда, поэтому со временем концентрация аргона в неоне уменьшается, приводя к росту напряжения зажигания. Более высокое давление неона, снижая диффузионный ток, уменьшает скорость потерь аргона при этом процессе и в результате сдерживает рост напряжения зажигания со временем в определенных пределах. Однако по Эленбаасу [Л. 7-5] скорость «жестчения» аргона зависит также от состава стекла; теперь разработаны стекла, которые не взаимодействуют с натрием и не поглощают аргон. Это устраняет одно из важных обстоятельств, вынуждавших повышать давление инертного газа.
Конечно, цвет излучения натрия желтый. Более того, он по существу монохроматический; общее излучение в видимой области, кроме резонансных линий 589,0 и 589,6 нм, пренебрежимо мало. Предметы и люди выглядят при этом освещении черными и «белыми» или затененно-серыми. Желтые предметы нельзя отличать от чисто-белых или красные от синих. В сущности введение представления о «цвете» бессмысленно. Видимость объектов, освещаемых натриевым светом, зависит только от их отражательных свойств при данной длине волны и от контраста с фоном. Поэтому освещение натриевым разрядом низкого давления применяется в основном только для одной цели — освещения улиц и дорог. Но даже и для этих целей оно было сильно оттеснено в США ртутными лампами высокого давления в конце 1940 г. и начале 1950 г. В результате технология натриевых ламп низкого давления в США по существу застыла на уровне 1930 г.
Однако в Европе существенное преимущество в световой отдаче вместе с высокой стоимостью электроэнергии сместило баланс в сторону натриевых ламп. Значительно более высокая коммерческая активность по необходимости стимулировала потребность в улучшении ламп и побудила к созданию значительно более широкой программы разработок. В Европе был достигнут значительный прогресс в усовершенствовании ламп. Главное усовершенствование было в увеличении длины дуги, что позволило уменьшить долю потерь мощности около электродов. В некоторых разработках это привело к созданию длинных трубчатых ламп U-образной формы [Л. 7-5],
185
Значительные усовершенствования были сделаны в области уменьшения тепловых потерь. Разрядная трубка теряет тепло двумя путями; путем теплопроводности и конвекции газа и излучением. Потери через газ исключаются путем удаления газа, лампы работают внутри герметически запаянной вакуумной рубашки. Потери за счет излучения были уменьшены при помощи селективно отражающих фильтров. При 26О°С (533 К) максимум
Рис. 7-3. Коэффициент отражения пленки окиси олова (SnO2) и окиси индия (1п2Оэ) в зависимости от длины волны.
излучения черного тела лежит при 5500 нм, для этой длины волны стекло само очень близко к черному телу. Охлаждение разрядной трубки путем излучения очень эффективно нагревает стенки внешней рубашки. Разрядная трубка является хорошим излучателем, а внешняя рубашка хорошо поглощает.
Положение может быть значительно улучшено при нанесении на внутреннюю стенку внешней колбы пленки, которая отражает инфракрасное излучение обратно на разрядную трубку, но пропускает желтое резонансное излучение. На рис. 7-3 показана кривая коэффициента спектрального отражения для двух подобных отражателей: тонкой пленки окиси олова SnO2 и окиси индия (1п20з) [Л. 7-6]. При отражении энергии излучения обратно на разрядную трубку каждая из этих пленок, нанесенная на внутреннюю стенку внешней рубашки, уменьшает потери на излучение разрядной трубки и 186
соответственно уменьшает мощность лампы, которая должна быть рассеяна в виде тепла для того, чтобы разрядная трубка нагрелась до данной температуры.
Поэтому лампа может работать либо с большим энергетическим к. п. д., либо потреблять меньшую мощность для обеспечения требуемой температуры стенки. Конечно, есть еще один путь получения большего энергетического к. п. д. — это уменьшение давления неона.
Рис. 7-4. Световой поток (а) и световая отдача (б) данной U-образ-ной натриевой лампы низкого давления при разных условиях теплоизоляции. Во всех случаях лампа работает при подводимой мощности, соответствующей максимальной светоотдаче.
На рис. 7-4,а и б показаны результаты, опубликованные Эленбаасом, Ван Вуртом и Сниссенсом [Л. 7-5], относительно выхода и эффективности в зависимости от подводимой мощности для серии ламп, наполненных 0,53 кПа неона плюс 1% аргона при различных схемах теплоизоляции. Лампы с конфигурацией 5 в настоящее время находятся в продаже *.
Другой подход к проблеме достижения более высокого энергетического к. п. д. в разрядной трубке — это
* Главное производство этого типа ламп сосредоточено на фирме «Филипс» («Philips»).
187
Рис. 7-5. Приблизительный вид поперечного сечения использованного в натриевых лампах некруглого сечения.
ет достичь световой
использование трубок с пекруглым поперечным сечением [Л. 7-7]. Эффективная продолжительность жизни резонансного излучения натрия явно неудачна по сравнению со ртутью, так как фактически натрий имеет только один изотоп вместо пяти у ртути. Более легкие атомы и более высокая температура в случае натрия дают уширение линий, которое частично компенсирует этот недостаток.
Однако при давлении в 0,8 Па и внутреннем диаметре 3,6 см формула Холстейна дает для эффективной продолжительности жизни ртути 16,6 и 40 мкс для натрия, поэтому не круглое сечение сопровождающееся уменьшением эффективной продолжительности жизни даже более выгодно в случае натриевых ламп, чем в случае люминесцентных.
Использование разрядной трубки с поперечным сечением, показанным на рис. 7-5 * вместе с оксидным отражающим покрытием на внешней колбе, позволя-отдачи в 140—150 лм/Вт при
140 Вт подводимой мощности, в то время как давление неона остается относительно высоким — около 2,7 кПа.
Дополнительным фактором, важным для натриевых ламп низкого давления, является ионная откачка натрия к стенкам трубки. Ионы натрия диффундируют к стенкам за счет амбиполярной диффузии; ионный ток натрия к стенкам довольно просто определяется градиентом концентрации ионов у стенок, умноженным на коэффициент амбиполярной диффузии, который равен [iikTele, где Те — электронная температура. Нейтральные атомы диффундируют обратно к центру разрядной трубки со скоростью, определяемой градиентом концентрации атомов у стенок, умноженным на коэффициент диффузии атомов, который может быть выражен как [га&7а/е. Подвижности сравнимы, ио температура газа Та намного меньше температуры электронов; в случае натриевой лампы Те/Га^Ю. Поэтому градиент концентрации ато-
* Выпускаются фирмой «Торн Ляйтинг» («Thorn Lighting, Ltd»).
188
Мов у стенок должен быть в 10 раз больше градиейта концентрации ионов. Преполагая простую параболическую аппроксимацию для распределения ионов и атомов, как показано на рис. 7-6, можно записать:
П(. = П,.0(1-г7^);
«а=«ос— «'а(1 —
где ni0 — концентрация ионов на оси; п^с— концентрация атомов у стенки; п'а — уменьшение концентрации атомов на оси.
(7-1)
Рис. 7-6. Радиальное распределение плотности атомов и ионов натрия. Атомы ионизируются и ионы за счет амбиполярной диффузии «откачиваются» к стейкам, а обратно должны диффундировать в виде нейтральных атомов, что является значительно более медленным процессом, поэтому при большой концентрации ионов концентрация нейтральных атомов около оси дуги резко истощается.
В стационарном состоянии диффузионный ток ионов к стенке должен быть равен противоположному по направлению диффузионному потоку атомов к центру. Если Цг^Ца, тогда
kTe\dni I	kTa Гdn.J
е dr	е I dr Jfi’
kTe Г 2nio 1 kTa I 2л'а ]
— |-7Г|=^а— [-/Гр
(7-2)
П’я __ те
Л/о 7а
Следовательно, спад концентрации атомов к оси в 10 раз больше, чем спад концентрации ионов к стенкам. Для концентрации ионов, составляющей 5% концентрации атомов натрия у стенок, спад концентрации атомов у оси достигает 50% 
Вследствие относительно более высокой удельной мощности, при которой должны работать натриевые лампы, по сравнению с люминесцентными лампами кон
189
центрация электронов существенно выШе и легко моЖет достигать 50% или больше концентрации атомов натрия у стенок.
Поэтому при нормальных условиях наблюдается значительное истощение концентрации атомов натрия у оси разряда. Таким образом, резонансное излучение натрия может возникать только там, где находятся пары атомов натрия, т. е. вблизи стенок. Наличие этого эффекта, называемого «эффектом радиальной откачки», делает некруглое поперечное сечение с его значительно большей поверхностью на единицу длины, показанное на рис. 7-5, даже более выгодным.
Существование этого эффекта радиальной откачки было описано в [Л. 7-8, 7-9].
Электроды, используемые в современных натриевых лампах, представляют собой типичные оксидные катоды, подобные применяемым в люминесцентных лампах. Относительно высокое давление инертного газа создает все преимущества для увеличения срока службы электродов, как это было обсуждено в гл. 4. С другой стороны, наряду с недостатками, свойственными люминесцентным лампам (потеря катодного эмиссионного материала, трудное зажигание и т. д.), натриевые лампы заимствуют еще один от ртутных ламп высокого давления — электролиз.
Катодное падение потенциала в этом типе разрядных ламп значительно больше, чем анодное, поэтому средний потенциал плазмы положителен вблизи электродов при работе лампы на переменном токе. Если имеется избыток натрия в местах заштамповки и он находится в достаточно хорошем контакте с плазм,ой, то достигая потенциала, вполне совпадающего с таковым у плазмы, являющимся положительным по сравнению с подводками электрода, создаются идеальные условия для существования электролиза; горячее стекло, потенциал постоянного знака и источник, поставляющий ионы натрия у положительного электрода, поэтому натрий вызывает электролиз стекла, начиная от поверхности лопаточки до впая и зеркализует ее, ведя к растрескиванию впая. Устранение этой проблемы включает: а) предотвращение контакта плазмы со стеклом вокруг ввода при помощи керамического изолятора и б) создание таких условий, при которых лопаточка постоянно была бы горячее, чем остальная трубка, так чтобы натрий не мог там конденсироваться.
190
7-3. НАТРИЕВАЯ ЛАМПА ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
Если бы излучательные характеристики паров натрия были такие же как у ртути, можно было бы предложить, что раз давление паров натрия в газоразрядной лампе увеличено, то увеличивающееся самопоглощение излучения резонансных линий натрия привело бы к фактическому исчезновению линий 589,0 и 589,6 нм из спектра излучения и к преобладанию других линий. Однако в случае натрия обнаруживается ряд процессов, сильно уширяющих резонансные линии и приводящих к огром-
Рис. 7-7. Схематическое представление энергетических уровней двух атомов натрия в зависимости от расстояния между ядрами. Глубина потенциальной ямы для основного состояния молекулы Naj (0,73 эВ) соответствует известной энергии связи этой молекулы. Подобные данные не-
известны для Na*2, и приведенная кривая является чистым предположением, основанным на поведении линий натрия, уширяющихся
в красную сторону при высоких давлениях.
ному уменьшению коэффициента поглощения для любой длины волны, поэтому интегральная плотность излучения разряда натрия высокого давления при резонансных переходах остается высокой, но она распределяется на широкую полосу длин волн. Основными механизмами уширения, действующим в этом случае, являются допплеровское уширение (вызываемое тепловым движением атомов натрия), ударное уширение (вызываемое столкновениями между излучающими атомами и любыми другими разновидностями частиц в плазме) и наиболее важное уширение — в результате молекулярного взаимодействия, так называемые полосы сателлитов23.
На рис. 7-7 схематически показано поведение энергетических уровней ’<Sl/2 нулевого состояния и 2Р первого возбужденного состояния двух атомов натрия в зависимости от расстояния между ядрами. Ясно, что молекула Na2 существует, если оба атома находятся в нулевом состоянии с энергией связи 1,17-10-19 Дж (0,73 эВ).
191
В литературе нет упоминания о возбужденной молекуле Na*2, но поведение линий натрия при высоких давлениях показывает, что она или имеет большую энергию связи, или минимум кривой потенциальной энергии находится при больших межатомных расстояниях, таких что до точки минимума разница энергий между возбужденным и невозбужденным состоянием уменьшается по мере уменьшения межатомного расстояния*, поэтому, когда возбужденный атом натрия излучает в присутствии находящегося в нескольких ангстремах атома натрия, то энергия испущенного фотона заметно меньше, чем испущенного изолированным атомом. Возмущающее действие соседних атомов натрия на излучение резонансной линии заключается в ее смещении по длине волны в красную область в той мере, которая зависит от того, насколько близко находятся два атома.
Чем выше давление пара натрия, тем вероятнее, что поблизости от излучающего атома натрия в момент, когда он излучает, в пределах нескольких ангстрем будет находиться другой атом натрия. Поэтому чем выше давление, тем дальше в красную область должна быть смещена резонансная линия излучения натрия.
На рис. 7-8 показано поведение резонансной линии натрия при увеличении давления пара натрия в разряде [Л. 7-10]. Обычный процесс самопоглощения ответствен за значительное уменьшение излучения в центре линий 589—589,6 нм. Из-за высоких давлений натрия коэффициент поглощения для этих длин волн очень высок.
Как показано на рис. 7-9,а, б, кривые для линий излучения натрия могут быть представлены в виде произведения двух кривых: кривой испускания, которая становится выше и шире при увеличении давления, и кривой пропускания, провал в которой уширяется при росте давления натрия.
В результате этих процессов натриевый разряд высокого давления может излучать почти 4'0% подводимой электрической энергии в полосе длин волн, образованных резонансными уровнями 2Р. Световая отдача, соответствующая этому спектру излучения, довольно высока
* Новый удобный случай изучения формы спектральных линий натрия при высоких давлениях возможно стимулирует изучение возбужденных состояний молекул Na*2. Это пример того, как технология подкрепляет науку так же хорошо, как наука извлекает пользу из технологии,
192
из-за высокой концентрации энергии в желто-оранжевой области, к которой очень чувствителен глаз. Световые отдачи ламп, использующих натриевый разряд высокого давления, достигают 115 лм/Вт, т. е. почти таких же значений, как у натриевых ламп низкого давления. Кроме того, уширение резонансной линии приводит к излучению намного более широкой полосы цветов, вслед-
Рнс. 7-8. Спектр излучения натрия от ламп, работающих при различных давлениях натрия.
ствие чего свет, испускаемый натриевым разрядом высокого давления, более удовлетворителен для разнообразных осветительных целей, чем монохроматический желтый свет натриевых ламп низкого давления. Кроме того, так же как и ртутные лампы высокого давления, натриевый разряд высокого давления может работать при высоких концентрациях мощности, генерируя излучение с большой удельной мощностью.
Для достижения давления в 27 кПа (200 мм рт. ст.), к сожалению, требуется температура жидкой фазы натрия около 700°С. Она лежит вне пределов термической 13—69	193
Рис. 7-9. Линии излучения натрия. а •— при относительно низких давлениях; б — при повышении давления; 1 — генерируемая форма линии излучения; 2 — спектральный коэффициент пропускания паров натрия; 3 — наблюдаемая форма линии излучения.
прочности любого стекла; более того, натрий при этих температурах сильно разрушает кремний. Недавно, однако, появился новый материал—поликристаллическая
окись алюминия [Л. 7-11], которая пропускает свет, не реагирует с натрием и имеет высокую рабочую температуру. Этот материал, выпускаемый несколькими фирмами под разнообразными фирменными названиями («Дже-нераль Электрик» — лукалокс; «Корнинг» — корам; «Курз» — вистал), стимулировал интенсивное изучение и развитие в области натриевых ламп высокого давления. Основной проблемой создания ламп в светопропуска-ющей трубке из окиси алюминия является создание удовлетворительных электродных вводов. Так как окись алюминия имеет кристаллическую структуру, то она не может быть подвергнута обработке пламенем, как стекло, с тем чтобы сделать обычные в:	“
должна быть использована, — это ка — металл. Пример такого соединения показан на рис. 7-10., Колпачок на конце, обычно сделанный из ниобия, которой имеет ТКР, очень близкий к ТКРсвето-
аи. 1ехника, которая вариант спая керамп-
Рис. 7-10. Эскиз поперечного сечения типичного металлокерамического узла натриевой лампы высокого давления в разрядной трубке из окиси алюминия.
/ — трубка из поликристаллической окиси алюминия; 2 — ниобиевая или коваровая откачная трубка (штенгель); 3 —• ниобиевый колпачок; 4 — место холодного отпая; 5 — электрод; 6 — стеклоцемеит или спаянный шов; 7 — откачное отверстие.
194
пропускающейся окиси алюминия, приварен или припаян к выводу электрода и трубке. Колпачковый узел соединен с колбой из окиси алюминия при помощи пайки твердым припоем или стекловидным цементом.
Применение пайки металлами зависит от того, имеет ли расплавленный металл (или металлы) достаточно большое сцепление как с поверхностью окиси алюминия, так и с ниобиевым колпачком. Есть несколько соединений, но все они страдают в какой-то степени отсутствием смачиваемости с окисью алюминия. Они имеют особое преимущество, будучи непроницаемыми для металлического Na. При пайке'стекловидным цементом используется стеклянный или кристаллический материал с более низкой точкой плавления, чем у окиси алюминия, при помощи которого подобно клею «приклеивают» колпачок. Обычно стекловидные цементы смачивают поверхность окиси алюминия лучше, чем твердые припои, и допускают более широкие изменения расстояния между колпачком и трубкой24.
Лампы, запаянные стекловидным цементом, имеют большие потери натрия из разрядной трубки, чем лампы, спаянные активными металлами. Происходит ли это из-за проникновения натрия через соединения или из-за реакции между натрием и присадками стекловидного цемента внутри разрядной трубки, еще не ясно.
Типичная разрядная трубка лампы высокого давления мощностью 400 Вт имеет внешний диаметр примерно 9,5 мм и длину дуги около 95 мм. Поскольку используют металлические колпачки, в лампе нет зажигающего электрода и напряжение, необходимое для зажигания, относительно велико. Разрядная трубка обычно наполнена зажигающим инертным газом при давлении несколько килопаскалей. Может быть использован любой из инертных газов; однако ксенон имеет преимущество, так как уменьшает тепловые потери через газ за счет меньшей теплопроводности, что увеличивает эффективность действующих ламп, но требует более высоких напряжений для зажигания. Так как ниобий легко окисляется, то разрядная трубка должна быть помещена во внешний баллон, чтобы устранить контакт с воздухом. Современные лампы имеют откачанные внешние оболочки, помогающие поддерживать достаточно высокие температуры холодных точек. Обычно используются оболочки приблизительно трубчатой формы диаметром около 50 мм.
13*	195
Кроме натрия разрядная трубка содержит также ртуть; фактическое атомное отношение натрия и ртути около 2: 1 или 3: 1. В соответствии с характеристиками давления паров натриевой амальгамы эти соотношения обеспечивают в работающих лампах парциальные давления натрия около 27 кПа (200 мм рт. ст.) и ртути около 130 кПа (1000 мм рт. ст.) 25. Ртуть добавляют по нескольким причинам. Во-первых, при отсутствии ртути для получения 400 Вт дуга должна работать при токе 10 А и 44—40 В; при добавлении ртути электрические параметры: 4,7 А и 100 В. Как увидим в гл. 12, это делает балласт более экономичным. Во-вторых, добавление ртутных спектральных линий в зелено-голубой области к желто-оранжевым уширенным линиям натрия улучшает цветопередачу26. И, наконец, натрий намного легче обрабатывать и получать в форме твердой амальгамы, чем в чистом виде.
Полученные промышленным способом натриевые лампы высокого давления были впервые описаны в 1965 г. Лоуденом и Шмидтом [Л. 7-12]. Они опирались на более ранние работы Шмидта [Л. 7-10] по исследованию разрядов высокого давления во всех щелочных металлах. Из-за новизны исследования по физике самого разряда было опубликовано очень мало работ. Экспериментальное изучение радиального распределения температуры в дуге усложняется тем, что обычные трубки из окиси алюминия, будучи скорее светопропускающими, чем прозрачными, рассеивают свет очень сильно, делая невозможным использование спектроскопической техники для измерения локальных концентраций возбужденных атомов. Однако разрядная трубка может быть сделана и из монокристаллического корунда, который прозрачен так, что можно проводить спектроскопические измерения, подобные измерениям для ртутных ламп. Самая ранняя публикация, известная автору, принадлежит Ригде-ну [Л. 7-13], который измерил радиальное распределение яркости дуги. Рисунок 7-11 приведен из его статьи. Это распределение яркости дуги показывает температурный профиль дуги, стабилизированной стенками. Ловке [Л. 7-14] в статье, представленной на 20-й ежегодной конференции по газовой электронике в 1967 г., описывает вычисление температурного профиля дуги.
Большинство публикаций в литературе в настоящее время представляет собой в основном рекламу, описание 196
характеристик ламп для потенциальных потребителей и почти не содержит информации о фактически происходящих физических процессах. В качестве образца можно привести статьи [Л. 7-15—7-18].
Промышленные образцы ламп до последнего времени страдали несколькими недостатками.
о 1 2 з 5 6
внутренний диаметр ршряд-‘ ной трубки. , кг-/
Рис. 7-11. Распределение яркости в натриевой лампе высокого давления при различных подводимых мощностях, измеренное в прозрачной трубке.
Первой и главной проблемой 'была проблема надежности спая колпачка с разрядной трубкой. Теперь, в основном, эта за-
дача решена. Эта проблема осложняется при эксплуа-
тации ламп из-за чувствительности к конструкции светильника, что свойственно только натриевым лампам
высокого давления.
Рис. 7-12. Конструкция отражателя. РТ — разрядная трубка.
Ртутные лампы, например, не реагируют на действие отражателя, который отражает часть излучения через разрядную трубку, как схематически показано на рис. 7-12,я. Разрядная трубка прозрачна, а сама дуга, по крайней мере, полупрозрачна для большей части своего собственного излучения. Однако натриевые лампы высокого давления ведут себя совсем по-другому. Разрядная трубка, особенно колпачки, поглощают часть отраженного излучения, кроме того, концы трубки темнеют от напыления материала электродов. Более того, сама дуга почти полностью непрозрачна для собственного из-
197
Лучейия. Следовательно, большой процент излучения, отраженного на разрядную трубку отражателем, поглощается, в результате происходит увеличение температуры разрядной трубки выше нормальной. Процессы, способствующие разрушению спая, ускоряются прн увеличении температуры и неизбежно приводят к уменьшению срока службы. Желательно, чтобы конструкция светильника полностью исключала попадание отраженного излучения на разрядную трубку, как это схематически показано на рис. 7-12,6.
Вторая проблема вытекает из необходимости использовать лампы с избытком натриевой амальгамы, чтобы компенсировать процессы потерь натрия. Это неизбежно приводит к тому, что парциальные давления натрия и ртути в разрядной трубке зависят от температуры холодной точки, в которой конденсируется избыток амальгамы. Она обычно расположена в конце откачного штеи геля. Во время работы лампы концы трубки темнею! из-за оседания испаривщегося и распыленного материа ла электродов, в результате чего температура электродов увеличивается, повышая давление натрия и ртути в разрядной трубке. Более высокое давление приводит к росту градиента потенциала и увеличивает падение напряжения на дуге.
В течение срока службы используемых сейчас ламп падение напряжения на лампе увеличивается примерно от 90 до 160 В 27. Это ставит крайне жесткие требования к балласту — поддерживать постоянную мощность на нагрузке, сопротивление которой меняется почти в 4 раза. Самые ранние пригодные балласты использовали контролирующую электронную схему для регулировки мощности лампы, несмотря на изменяющееся сопротивление и меняющееся напряжение сети. Оии были весьма ненадежны. Современные балласты выполняют это магнитным путем и являются значительно более удовлетворительными.
Для генерации зажигающего импульса высокого напряжения около 2500 В с длительностью от 1 до 2 мкс используется электронная схема *. Зажигающий высоко
* Интересным фактом в поведении натриевой лампы высокого давления является то, что напряжение «горячего повторного зажигания» этой лампы много ниже, чем у других ламп высокого давления, вследствие избытка легко ионизуемого натрия в газовой фазе, поэтому после внезапного отключения напряжения, которое гасит лампу, натриевые лампы высокого давления будут повторно зажигаться в пределах минуты, т. е. задолго до того как она остынет до окружающей температуры. Однако, если отключение мощности продолжается дольше чем 1—2 мии, натрий весь сконденсируется и тогда лампа должна остывать примерно до топ же температуры, как и ртутная лампа, прежде чем она сможет повторно зажечься.
198
вольтный импульс необходим, так как использование металлических колпачковых вводов не позволяет встроить поджигающий электрод. Снижение напряжения зажигания теми же средствами, что и в ртутным лампах, в натриевых лампах высокого давления неприемлемо28. Вдобавок малый диаметр разрядной трубки также приводит к увеличению напряжения зажигания. Цепь балласта подает высокий импульс напряжения каждые полпериода, пока лампа не зажжется; уменьшение напряжения на концах лампы от напряжения холостого хода до рабочего напряжения выводит из работы цепь импульсов, и подача импульсов прекращается до следующего зажигания лампы. Некоторые проблемы возникали при выходе лампы из строя, так как балласты продолжали подавать высоковольтные импульсы, пока не отключат энергию или не заменят лампу, что в системе освещения улиц может продолжаться в течение нескольких дней. Провода и патроны в светильнике должны иметь достаточно высокое напряжение пробоя изоляции, чтобы выдерживать в течение длительного времени импульсы высокого напряжения.
Глава восьмая
МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫЕ ДУГОВЫЕ ЛАМПЫ
8-1. ВВЕДЕНИЕ
В нескольких последующих главах будет рассмотрен ряд ламп, которые, по-видимому, предназначены создать почти такую же революцию в светотехнической промышленности, какую сделало в конце 30-х годов введение люминесцентных ламп. Это—металлогалогенные дуговые лампы. Их многообобщающие перспективы обусловлены тем обстоятельством, что они сочетают высокую светоотдачу и хорошую цветопередачу, присущие люминесцентным лампам, с высокой удельной мощностью излучения, которой отличаются ртутные лампы высокого давления; вследствие этого они лишены существенных недостатков обоих типов ламп, в ряде случаев работают лучше, чем какая-либо прежняя лампа, и в настоящее время вытесняют оба типа ламп из некоторых областей применения, в которых эти лампы использовались в течение десятилетий.
199
Представляется неожиданным, что только теперь мы являемся свидетелями бурного усовершенствования металлогалогенных ламп, хотя основной принцип их работы был открыт Штейнметцом в 1911 г. [Л. 8-1]. Исследуя лампы с ртутным катодом, Штейиметц обнаружил, что при введении в систему иодидов разных металлов, можно от разряда получить спектр соответствующего металла. Во время разряда иодид испарялся, разлагался в дуге и свободные атомы возбуждались за счет соударений с электронами, излучая при этом соответствующие им спектральные линии.
Проблема заключается в том, что идеи Штейнметца значительно опередили свое время. Применение жидких катодов означало, что он был ограничен низкими температурами порядка точки кипения ртути 357°С. При этой температуре давления паров иодидов металлов очень низки, обычно в пределах от 10-3 до 10~! Па (10~5— 10-3 мм рт. ст.), поэтому парциальные давления этих металлов сравнительно низки и яркости их спектра незначительны. Однако иодид таллия и иодид индия имеют при этих температурах давления паров 67 Па (0,5 мм рт. ст.) и 270 Па (2 мм рт. ст) соответственно, и Штейиметц имел возможность получать от них яркие спектры. Даже если бы Штейнметц не был ограничен температурой ртутного катода, он имел бы возможность повысить температуру холодной зоны примерно только на 50°С вследствие ограничений, связанных температурами размягчения стекла, из которого были изготовлены его разрядные трубки.
Более поздние указания на применение иодидов в разряде относятся к 1953 г. и касаются изготовления кварцевых спектроскопических ламп, в которых использовался иодид тория и применялось высокочастотное возбуждение, так что отпадала необходимость в электродах [Л. 8-2]. Такие трубки могут с успехом работать при температуре в 1000 К, при которой давление паров Thl4 составляет 2,1-104 Па (160 мм рт. ст.), и создают яркий белый свет, состоящий из множества линий излучения тория.
В конце 1950 и начале 1960 гг. применение этого принципа для изменения цвета излучения ртутных ламп успешно исследовалось в ряде лабораторий. В течение двух лет, начиная с 1962 г., почти все крупные фирмы электроламповой промышленности рекламировали вы-200
пускаемые ими лампы с иодидами металлов. БолыпиЙ-ство работ в этой области в деталях не публиковалось, за исключением патентов, в которых обычно не придается особого значения научным принципам, лежащим в основе изобретения. Поэтому, в этой и последующих главах будет уделено большое внимание работам (в большинстве своем не опубликованным), проведенным в лабораториях фирмы «Сильвания».
а)	Основная конструкция
По внешнему виду металлогалогенные дуговые лампы очень похожи на ртутную лампу. Кварцевая горелка с двумя основными электродами и поджигающим электродом помещена в колбу из тугоплавкого стекла, имеющую размеру и внешний вид, подобные ртутной лампе той же мощности. Сама кварцевая горелка содержит инертный газ для зажигания, некоторое количество ртути и один или более галоидных соединений металлов (обычно иодиды). В процессе работы вся ртуть испаряется и образуется стабилизированная стенками колбы дуга, горящая в газовой среде высокого давления, состоящей в основном из паров ртути при давлении в несколько атмосфер. При достаточной температуре стенок иодиды также испаряются с последних и молекулы иодидов диффундируют в зону высокотемпературного дугового разряда, где они разлагаются. Атомы металла ионизируются, возбуждаются и создают присущие им спектральные линии излучения. Диффундируя за пределы разряда обратно к стенкам, атомы металлов соударяются с атомами иода в более холодном газе около стенок и вновь воссоединяются, образуя молекулы иодида.
Парциальное давление паров металла на оси разряда сравнимо с парциальным давлением иодида металла у стенок колбы, которое имеет тот же порядок, что и давление паров иодида при температуре стенок, и составляет обычно К)3—104 Па (10—100 мм рт. ст.). Так как среднее значение потенциала возбуждения обычно применяемых металлов составляет около 4 В, а для паров ртути оно составляет 7,8 В, то полная мощность, излучаемая в спектре с добавкой металла, может значительно превышать мощность спектра ртути, хотя давление ртути в сотни раз превышает давление металла.
201
Это моЖнб показать путем сравнения излучений, полученных вычислением 29:
р 1 У.пг	: С,рте '
р = Я 1g	
	Pt"
	A ig
eVm/kT.
(8-1)
I
a- Jul е10 = 2,2-104 Aig	A-ig
где Fm=4 В; Т=4400 К.
Следовательно, выходящий спектр типичной металлогалогенной ртутной лампы состоит, в основном, из спектра металла добавки с наложенным на него спектром ртути, в. то время как спектр ртутных ламп, очевидно, состоит только из спектральных линий ртути.
Как показано на рис. 8-1, 8-2, спектр ртути в видимой области не содержит линий излучения с длиной волны, превышающей 579 нм, т. е. в нем отсутствует излучение
Рис. 8-1. Фотография спектров (сверху вниз) ламп, содержащих ртуть и добавку иодида индия, иодида таллия, иодида натрия и иодида лития. В каждом спектре нижняя полоска экспонирована вдвое дольше, чем вышележащая, поэтому высота каждой линии является мерой ее интенсивности.
202
в красной области. Этот недостаток в первую очередь проявляется в скверном внешнем виде людей и в несколько причудливом изменении цвета (например, от каштанового в шоколадный) автомобилей, освещаемых ртутными лампами. Люминофоры, наносимые на наружную колбу ртутных ламп, в первую очередь предназначены для устранения этого недостатка (лампы ДРЛ).
Наоборот, спектр большинства металлов, которые могут быть использованы в лампах с иодидами металлов, содержит значительную часть энергии в красной части
Рис. 8-2. Фотография спектров ламп, содержащих ртуть с добавкой иодида тория и ртуть с добавкой иодидов скандия и натрия. В лампе с иодидом тория наблюдается примесь натрия, в то время как в обеих лампах видны следы лития. Эти примеси обусловлены их присутствием в кварце. Во всех спектрах видны линии ртути 404,7;
435,8; 546,1; 577,0; 579,0 нм.
спектра, а некоторые из них дают излучение во всей видимой части спектра. В соответствии с этим лампы с иодным циклом могут иметь значительно лучшую цветопередачу, чем ртутные лампы. Вторым неожиданным их достоинством является значительно более высокая световая отдача. Напомним, что в гл. 6 указывалось, что только около 23% всего излучения ртутной дуги приходится на видимую часть спектра; в то же время больше 50% полной энергии излучения некоторых добавок иодидов может лежать в видимой части спектра. Следовательно, в металлогалогенных лампах сравнительно малоэффективный спектр ртути может быть с успехом заменен другим более эффективным спектром металла. Действительно, если световая отдача ртутной лампы составляет 55 лм/Вт, то световая отдача такой же металлогалогенной лампы доходит до 100 лм/Вт и более.
203
б)	Необходимые условия для успешного применения добавок галогенида
Первым условием, которое должно быть удовлетворено любой добавкой, вводимой в ртутную дуговую лампу высокого давления, является упругость паров. В табл. 8-1 приведен перечень металлов, давление паров которых выше 130 Па (1 мм рт. ст.) при 1000 К, приемлемой рабочей температуре холодной зоны кварцевой дуговой лампы с накальными катодами.
Таблица 8-1
Упругости паров при 1000К
Металл	Упругость пара при 1000 К	
	10“ Па	мм рт. ст.
Стронций	1,3	1,0
Теллур	5,2	4
Магний	13,0	10
Цинк	130,0	100
Кадмий	400	300
Цезий	1300	1000
Из этих металлов стронций, магний и цезий должны быть исключены, так как они активно взаимодействуют с кварцем при температуре, необходимой для их испарения. Таким образом, остаются только цинк, кадмий и теллур, которые могут быть использованы в виде чистых металлов. Кадмий применялся в качестве добавки к ртутным лампам для усиления красного Излучения, однако, это значительно снижало световую отдачу, так как линии видимого спектра кадмия располагаются в основном в синей части спектра, к которой глаз не очень чувствителен.
Галогенные соединения имеют два существенных свойства: они почти все имеют упругость паров выше 1,3-102 Па (1 мм рт. ст.) при 1000 К и, за исключением фторидов, почти ни одно из пих активно не взаимодействует с кварцем. Следовательно, применение в качестве добавок галогенных соединений металлов позволяет использовать почти любой из металлов периодической системы в качестве добавки к ртутной дуге, вместо трех или четырех допустимых чистых металлов.
Кроме требований, предъявляемых в отношении упругости паров и неактивности к кварцу при рабочих тем-204
пературах, соединение добавки должно удовлетворять еще двум требованиям: оно не должно разлагаться при температуре колбы и должно разлагаться при температуре, соответствующей излучающей свет части дугового столба. Для исследования обоих этих положений можно использовать понятие локального термического равновесия.
Исходя из реакции
можно написать химический закон действия масс
РмР\!Рмхп=	(8-2)
постоянная равновесия КР(Т) равна /<оехр(—/XF°/RT), где AF0 —изменение свободной энергии реакции и /Со — постоянная, которая зависит от нормальных состояний веществ, участвующих в реакции.
Если дуга находится при достаточно высоком давлении, так что диффузия химических веществ невелика по сравнению со скоростью реакции, то (8-2) представляет собой зависимость между давлениями молекул металла, галогена и галогенного соединения в любом локальном элементе объема при температуре Т. Постоянная равновесия Кр(Т) представляет собой резко возрастающую функцию температуры. Условие устойчивости соединения у стенок колбы (где упругость паров соединения добавки рмхп меньше или равна упругости паров рт добавки при температуре стенки) заключается в том, что упругость паров металла рм, заданная (8-2), должна быть ниже упругости паров металла30 при температуре стенок. При этом любой металл не может конденсироваться на стенках колбы из газовой фазы. Математически это может быть представлено:

(8-3)
Так как упругость паров некоторых металлов при температуре колбы может быть очень низкой, порядка 10~15 Па (10-20 атм), то ясно, что необходимы очень низкие значения Кр(Тсу. Более того, очевидно, что удовлетворению уравнения (8-3) способствует повышение упругости реагента X, которым обычно является галогенид.
205
К тому же, однако, желательно чтобы при температурах выше 2500 К постоянная Кр(Т) имела большое значение с тем, чтобы в излучающем свет дуговом столбе рм было велико. Вообще, иодиды разных металлов наилучшим образом удовлетворяют этим двум критериям стабильности. Хотя хлориды и бромиды устойчивы при температуре колбы, они чрезмерно устойчивы и при более высоких температурах. Для большинства иодидов условие устойчивости у стенок колбы может быть обеспечено путем регулирования избыточной упругости иода.
В случае применения галогенида в качестве добавки должно быть удовлетворено еще одно условие. Упругость паров галогенного соединения при комнатной температуре должна быть низкой. Все галогенные соединения электроотрицательны и захватывают свободные электроны с образованием отрицательных ионов. Их присутствие в газе в момент зажигания (когда лампа холодна) может существенно препятствовать образованию лавины Таунсенда (необходимой для быстрого повышения ионизации) путем захвата свободных электронов по мере их образования при соударениях электронов с атомами. Так как отрицательные ионы значительно тяжелее и не могут быть ускорены до энергий, достаточных для ионизации при напряженностях поля, характерных для зажигания лампы, то каждый захваченный таким образом электрон оказывается потерянным с точки зрения повышения степени ионизации. Присутствие небольших количеств галогенидов в парообразной фазе во время зажигания лампы значительно повышает напряжение зажигания. Во избежание этих затруднений используются только соединения с низкой упругостью паров при комнатной температуре.
8-2. ХАРАКТЕРИСТИКИ МЕТАЛЛОГАЛОГЕННЫХ ЛАМП
а)	Разнообразие добавок
К счастью, ограничения, наложенные на применение различных соединений в качестве добавок, могут быть с успехом удовлетворены использованием иодидов почти всех металлов периодической системы. Фирма «Сильвания» изготовила экспериментальные лампы с 59 различными металлами, которые излучали спектры металлов добавки; были исключены только бериллий, мышьяк и селен вследствие высокой токсичности их паров. Были изготовлены лампы с добавками платино-палладиевых 206
групп и исследованы спектры их элементов, однако нестабильность их галогенных соединений обусловливала образование очень неустойчивых спектров и значительных осаждений металла на стенках колбы. Медь, серебро и золото неудовлетворительно работают с иодидами вследствие неустойчивости этих соединений при необходимой температуре колбы. Кальций, стронций и барий также неэффективны вследствие низкой упругости паров всех галогенидов, что характерно также и для некоторых редкоземельных металлов31. Бром и алюминий также недостаточно эффективны, так как все их галогениды имеют высокую упругость паров при комнатной температуре, и лампы с этими добавками требуют высокого напряжения зажигания. Таким образом, остается около 50 металлов, иодиды которых могут быть с успехом применимы.
Если признать возможным одновременное применение двух металлов, то число возможных сочетаний (не считая изменения концентрации) составляет 1225. Конечно, можно одновременно использовать три, четыре или пять металлов, что увеличивает количество возможных сочетаний до 19 600, 230 300 и 2 118 760. Очевидно, что для изготовления всех этих ламп и их исследования потребовалось бы несколько столетий.
К счастью, можно, учитывая желательность получения того или иного спектра излучения лампы, подобрать соответствующие добавки. Очевидно, что каждой области применения лампы соответствует определенный оптимальный спектр излучения. Например, лампы, предназначенные для общего освещения, должны обычно излучать белый свет, включая все видимые длины волн, хотя имеются области применения этих ламп, спектр излучения которых для создания декоративных эффектов должен быть сильно насыщен различными цветами. В большинстве случаев для целей фотокопирования или полиграфических работ требуются источники света, энергия излучения которых лежит в синей и близкой ультрафиолетовой частях спектра. Для каждой области применения можно в качестве добавки подобрать те металлы, линии излучения которых строго соответствуют требуемой части спектра.
На рис. 8-1 показан спектр излучения ламп, наполненных индием, таллием, натрием и литием с высокой концентрацией излучения в синей области спектра —
207
для индия, в зеленой области—для таллия, в строго желтой области — для натрия [Л. 8-3] и в строго красной области — для лития. Эта последовательность простирается в инфракрасную область спектра для калия, рубидия и цезия (не показаны). С другой стороны, на рис. 8-2 представлен спектр ламп, наполненных иодидами тория, скандия и натрия. Спектры тория и скандия содержат множество линий излучения, которые все лежат в видимой области спектра. Такие лампы, очевидно, излучают белый свет. Таким образом, имеется полная возможность подобрать спектр излучения лампы в соответствии с конкретной областью ее применения путем подбора соответствующей добавки. Спектры излучения ряда металлов добавки были описаны в [Л. 8-4].
б)	Осветительные лампы общего назначения
Возможность расширения цветовой гаммы излучения, обеспечиваемая ртутными лампами с добавками йодидов металлов в сочетании с повышенной световой отдачей последних по сравнению с ртутными лампами, привела к разработке множества типов ламп, предназначенных для освещения. Вследствие широкой возможности получения множества вариантов большинством фирм были разработаны лампы, основанные на использовании различных иодидов, каждому из которых присущи определенные достоинства и недостатки.
Одной из первых выпущенных ламп была ртутная лампа с добавкой иодида таллия [Л. 8-5]. Она предназначена для уличного освещения. Эта лампа мощностью 400 Вт имеет световую отдачу 78 лм/Вт, однако создает очень неблагоприятное восприятие цвета, обусловленное наличием значительного излучения линий, лежащих в зеленой области спектра, поэтому эта лампа никогда не выпускалась серийно. Вскоре были созданы ртутные лампы с иодидом натрия [Л. 8-6] и с иодидами натрия и таллия [Л. 8-7], обе со световой отдачей 78— 80 лм/Вт. Ни в одной из этих ламп не были реализованы те богатые возможности цветопередачи, которые мо--гут быть достигнуты использованием металлогалогенной системы.
Эти возможности не были реализованы до тех пор, пока не была разработана ртутная лампа с добавкой иодидов тория, таллия и натрия [Л. 8-8], и ртутная лам-208
па с добавкой иодидов индия, таллйя и натрия в настоящее время выпускается фирмой «Дженерал Электрик» под товарным знаком «Мультивэпор» («Multivapor»), в то время как фирмой «Сильвания» был использован товарный знак «Металарк» («Metalarc») для лампы с добавками иодидов тория, таллия и натрия, а также для лампы более позднего выпуска с сочетанием иодидов скандия и натрия. Фирма «Вестингауз» (Westinghouse») зарегистрировала товарный знак «БОК» («ВОС») (с более высокой светоотдачей и лучшей цветопередачей) для выпущенной ею в 1967 г. лампы с иодидами диспрозия, таллия и индия [Л. 8-10]. В табл. 8-2 приведено сравнение этих трех типов ламп.
Таблица 8-2
Характеристики металлогалогенных ламп мощностью 400 Вт
Параметр	»БОК“	„Мультивэпор"	„Металарк*
Световой поток при вертикальном положении горения, лм	 Световой поток при горизонтальном положении, лм	30 000	31 500	32 000
	30 000	27 500	30 00
Срок службы, ч		7500	7500	10 500
Выпускаемые лампы другой мощности*		1000	1000**	1500; 1000; 175
* На дату публикации (1971 г., при-м. ред.)
** Могут работать щи мсщнссти 1500 Вт с умекшкгкым сроком службы.
На рис. 8-3 представлено распределение спектральной энергии ламп трех типов. (Разрешающая способность спектрометра недостаточна для независимого воспроизведения каждой линии многолинейчатого спектра, поэтому распределение спектральной энергии ламп «Металарк» и «БОК» представлено в виде нерегулярного континуума.)
Улучшение светоотдачи и цветоотдачи всех этих ламп по сравнению с ртутными лампами настолько значительно, что их следует рассматривать как новое изделие, а не только как усовершенствованную ртутную лампу. Самой ранней областью их применения было, конечно, уличное освещение, где повышенная светоотдача и улучшенная цветопередача имели столь существенное значение, что перевешивали их серьезные недо-14—69	209
Рис. 8-3. Распределение энергии в спектре разных типов металлогалогенных ламп.
а — «БОК» («Вестингауз»), индий — таллий — диспрозий; б — «Мультивэпор» (Дженерал Электрик»), индий — таллий — натрий; в — Металарк» (Сильвания), скандий — натрий.
статки в отношении срока службы и стоимости по сравнению с ртутными лампами. Такое положение чаще всего имеет место для уличного освещения торговых районов города. Освещение, например, стоянок автомашин является другой значительной областью применения металлогалогенных ламп, равно как и освещение зданий прожекторами заливающего света. Лампы с иодидами металлов с большим успехом могут быть использованы и для промышленного освещения, которое в течение длительного времени являлось областью почти исключительного применения люминесцентных ламп. Кроме того, лампы «Металарк» находят широкое применение для внутреннего освещения некоторых торговых предприятий, таких как магазины без продавцов. Освещение спортивных арен представляет собой естественную область применения металлогалогенных ламп вследствие современной тенденции к цветной телевизионной передаче спортивных соревнований. Для этого необходимы высокий уровень освещенности и высокое качество цветопередачи, и лампы с иодидами металлов представляют собой наиболее экономичный источник света, удовлетворяющий этим требованиям31.
8-3. ВЛИЯНИЕ ИОДИДОВ МЕТАЛЛОВ НА ДУГОВОЙ РАЗРЯД
а)	Стягивание дугового разряда
Одна из самых ранних проблем, связанных с лампами, содержащими иодиды металлов, иллюстрируется рис. 8-4, на котором представлена фотография дуги такой лампы, содержащей иодид тория и ртуть. Сравнение с ртутной лампой, представленной на рис. 8-5, показывает, что добавка тория привела к значительному стягиванию дуги, а также к тому, что она уже больше не стабилизирована стенками колбы. Если такая лампа работает в вертикальном положении, то под воздействием турбулентных конвекционных токов дуга неустойчиво блуждает внутри трубки, что приводит к мерцанию яркости, нарушающему нормальную эксплуатацию лампы.
Если лампа работает в горизонтальном положении, то конвекционные потоки смещают дугу вверх к верхней стенке разрядной трубки и сильный местный нагрев повышает температуру кварца до точки его размягчения, так что стенка колбы выдувается наружу.
14*	211
В результате, если только давление иодида тория не поддерживается на столь низком уровне, при котором влияние тория на дугу в ртути сравнительно мало, иодид тория сам по себе делает лампу полностью непригодной. В большей или меньшей степени это относится к большинству металлов периодической системы, спектры которых содержат большое количество линий излучения.
Присутствие заметных количеств этих элементов в дуге приводит, в общем случае, к стягиванию дуги, слабо стабилизированной стенками колбы. Как будет рассмотрено в гл. 11, получение таких низкокачественных дуг обусловлено тем, что эти атомы имеют множество энергетических уровней, часть которых имеет очень низкие потенциалы возбуждения, так что среднее значение потенциала возбуждения существенно ниже потенциала ионизации.
Как кратко пояснялось в гл. 6, это может привести к стягиванию температурного профиля дуги.
Кроме нежелательного воздействия' оказываемого стянутой дугой на разрядную трубку, она неблагоприятна и в другом отношении, а именно в отношении эффективного электрического сопротивления. Желательно, чтобы любая дуговая лампа с иодидом работала при том же токе и с тем же падением напряжения на дуге, как
Рис. 8-4. Фотография дуги ртутной лампы с нодидом тория, иллюстрирующая крайнюю степень стягивания.
212
Рис. 8-5. Фотография дуги ртутной лампы с иодидами тория и натрия, иллюстрирующая «расширение» дуги, вызванное добавкой иоди-да натрия.
и ртутная лампа соответствующей мощности*. Для лампы мощностью 400 Вт это соответствовало бы напряжению на дуге около 130 В при 3,2 А. Однако в ртутной лампе с добавкой иодида тория рабочее напряжение на дуге достигает примерно 250—300 В, что объясняется, в основном, значительно меньшим поперечным сечением дуги, проводящим ток.
б)	Расширение дугового разряда
К счастью, имеются иодиды металлов, которые при введении их в дугу оказывают противоположное воздей-
* В начальный период разработки ламп с иодидами металлов надеялись, что могут быть сконструированы подобные лампы, которые способны были бы работать с пускорегулирующей аппаратурой (ПРА), используемой для ртутных ламп. Эта предпосылка была положена в основу их конструирования. Однако оказалось, что лампы с иодидами металлов не зажигаются надежно с существующими ПРА, используемыми в США для большинства ртутных ламп. Непредвиденно выбор рабочих параметров ртутных ламп стал базироваться на следующих предпосылках: многие организации, использующие ртутные лампы для уличного освещения, хотя и считающие переход на металлогалогенные лампы нецелесообразным, неэкономичным вследствие их малого срока службы, монтируют в своих установках ПРА для этих ламп. Такие ПРА в настоящее время позволяют удовлетворительно эксплуатировать ртутные лампы, а в будущем, когда срок службы металлогалогенных ламп повысится, они просто смогут перейти на эти лампы для повышения светоотдачи и улучшения цветопередачи 32.
213
ствие, а именно расширяют дугу. Это — иодиды щелочных металлов; лития, натрия, калия, рубидия и цезия. На рис. 8-5 представлена фотография дуги лампы с иодидами тория и натрия, полностью аналогичной лампе рис. 8-4, за исключением наличия в ней добавки иодида натрия. На этой фотографии ясно видны больший диаметр и, следовательно, более стабилизированный стенками колбы характер дуги.
Рис. 8-6. Видимый диаметр дуги ртутной лампы с иодидами натрия и скандия в зависимости от содержания в ней иодида натрия.
О 2 5 10 20 50 100
Число микромолей йодида на 1 ом длины дуги
Рис. 8-7. Рабочее напряжение ртутных дуговых ламп с иодидами тория и щелочных металлов в зависимости от содержания иодида щелочных металлов. Для получения того же эффекта требуется в 3—5 раз больше иодида натрия, чем иодида цезия.
На рис. 8-6 представлены результаты измерения видимого диаметра ртутной дуги с добавками иодидов скандия и натрия в зависимости от количества добавки иодида натрия, введенной в лампу.
Большой эффект добавки щелочных металлов обусловлен низким потенциалом ионизации атомов щелочных металлов, которые обеспечивают возможность получения значительно большего количества свободных электронов в низкотемпературных областях дуги. Присутствие этих свободных электронов позволяет получить электрический ток, который приводит к большему рассеянию мощности и большему выделению тепла в этих низкотемпературных областях. Вследствие этого здесь 214
Повышается температура, в результате чего увеличивается диаметр высокотемпературной области дуги электропроводной зоны. Таким образом, добавка иодидов щелочных металлов влечет за собой увеличение тока дуги при заданной мощности и уменьшение падения напряжения на дуге. Эффективный потенциал ионизации находится в точно заданной зависимости от количества иодида щелочного металла, которое должно быть добавлено для обеспечения заданной степени расширения дуги и заданной степени снижения рабочего напряжения при заданном значении мощности.
На рис. 8-7 представлена зависимость рабочего напряжения на ртутной лампе мощностью 400 Вт, содержащей иодиды тория и щелочного металла, от содержания в ней добавки иодида щелочного металла, а именно иодида цезия (потенциал ионизации равен 3,9 В) и иодида натрия (потенциал ионизации равен 5,1 В). Приближенно для достижения того же эффекта необходимо ввести в 5 раз больше иодида натрия, чем иодида цезия.
Для большинства ламп иодид натрия представляет собой предпочтительную добавку, расширяющую дугу, так как он обеспечивает сильное излучение желтой резонансной линии натрия (расширенной в красную область, аналогично натриевой лампе высокого давления, хотя и не в такой степени), которое способствует существенному повышению световой отдачи лампы. Добавка иодидов щелочных металлов в кварцевую дуговую лампу допустима только потому, что иодиды щелочных металлов слабо взаимодействуют с кварцем при обычных рабочих температурах, в то время как щелочные металлы весьма активно взаимодействуют с кварцем.
Как будет более подробно показано в гл. 11, расширение дуги оказывает некоторое влияние на перенос и поглощение излучения. Радиация, излучаемая в центральной части шнура дуги, поглощается в более холодных зонах, что способствует ее рассеянию здесь В1 виде тепла. Это вызывает повышение температуры, что в результате увеличения тока во внешних зонах дуги приводит к еще большему рассеянию энергии, сопровождающемуся дальнейшим повышением температуры. Вследствие этого, атомы с расширенными за счет давления резонансными линиями, сочетая значительное поглощение в средней части линии со значительным переносом энергии краями линий, также оказывают расширяющее
215
Действие, хотя потенциал ионизации их не слишком низок. Добавка иодида таллия в дуговую лампу с иодидом тория вызывает увеличение диаметра дуги вследствие переноса излучения и поглощения линии таллия 535 нм, несмотря на то, что потенциал ионизации таллия (6,0 В) сравним с потенциалом ионизации тория (в точности не известен, однако, вероятно, составляет 6,2 В). Однако в этом отношении щелочные металлы предпочтительней, так как они сочетают оптимальный спектр для расширения дуги за счет поглощения с расширением, вызванным низким потенциалом ионизации.
Добавка иодидов индия, галлия или таллия как в отдельности, так и в сочетании, как правило, не приводит к стягиванию дуги. Энергетические уровни атомов этих металлов более подобны энергетическим уровням атомов ртути в том, что их сравнительно мало; большинство из них имеют энергию, большую или равную половине потенциала ионизации. Таким образом, среднее значение потенциала возбуждения в этих атомах больше половины значения потенциала ионизации, а анализ, приведенный в гл. 6, предсказывает, что они должны иметь стабилизированную стенками колбы дугу.
в)	Взаимодействие иодидов
Отсутствие какой-либо количественной теории, описывающей влияние различных добавок иодидов на дугу и друг на друга, вынуждает признать эмпирический подход единственно возможным путем определения оптимума иодидов. Работа, проведенная в течение ряда лет в лабораториях фирмы «Сильвания» [Л. 8-11], привела к получению ряда данных, которые могут служить либо исходными точками для теоретических анализов, либо требуют теоретического объяснения.
Как уже отмечалось выше в этой главе в связи с уравнением (8-2), около стенок колбы необходимо иметь достаточное количество иода в газовой фазе для того, чтобы химическое равновесие между металлом и иодидом металла было смещено в сторону соединения во избежание конденсации металла на стенках. Исходя из этого, желательно иметь избыток иода. Однако избыток иода влечет за собой образование 12 у стенок колбы, а 12 сильно поглощает свет.
К счастью, можно использовать избыток иода в виде Hgl2, который сравнительно не стоек (по сравнению с 12) 216
и прозрачен. На рис. 8-8 показаны постоянные равновесия /Сравн для разных реакций. Как следует из этого рисунка, Кравн для Hgl2 при низких температурах значительно меньше, чем для иодида натрия и иодида тория. Следовательно, пар металлического натрия или пар металлического тория может легко восстановить Hgl2, образуя иодид натрия или иодид тория Избыток пода
1000/Т, К'1
Рис. 8-8. Константы равновесия для различных реакций в зависимости от величины, обратно пропорциональной температуре.
в виде Hgl2 также допустим, как и свободный иод для предотвращения конденсации натрия или тория (или иного щелочного или тугоплавкого металла) на стенках колбы.
Обеспечение условия присутствия связанного иода в виде Hgl2, а не в виде 12 требует тщательного регулирования отношения между иодидом и ртутью в газе. Однако, как это следует из рис. 8-8, эти соединения су-
217
Рис. 8-9. Относительная интенсивность спектра тория В ртутной лампе с иодидом тория в зависимости от отношения I: Hg.
щественно не отличаются одно от другого в отношении стабильности. Можно способ-
ствовать образованию Hgl2 путем использования избытка ртути.
На рис. 8-9 показана относительная интенсивность излучения ртутной лампы с иодидом тория в зависимости от отношения содержания иода к ртути. В этом случае источником тория является торий на катоде, а иод вводится в виде Hgl2. При небольших значениях добавки иода количество иодида, выделяемого с катода в виде Thh, возрастает с увеличением Hgl2. При больших значениях отношения I : Hg имеет место избыток иода и количество ртути недостаточно для предотвращения образования из избытка иода 12. Практически во всех известных автору лампах с иодидами металлов отношение I : Hg находится в пределах от 0,2 до 0,8 [Л. 8-10].
Точка зрения автора в этом отношении отличается от других исследователей. Ишлер и Смиалек [Л. 8-9] предпочитают «моноиодидную» композицию, в которой суммарное количество молекул атомарного иода точно равно количеству их в In + Tl + Na. Таким образом, отсутствует избыток иода, который мог бы образовать Hgl2. Действительно, так как In может образовать как Ini, так и 1Ш3, то Ишлер и Смиалек полагают, что их
условие может охватывать потери некоторого металлического компонента без образования Hgl2. Рокоц, Деккер и Фрезер [Л. 8-10] считают, что ограничение отношения Hgl2: Dy значением от 1 до 1,5 обеспечивает отсутствие Hgl2 в холодной лампе.
Хотя, несомненно, правильно, что упомянутое положение может быть использовано для исключения сначала присутствия Hgl2 в холодной лампе и тем самым может значительно улучшить «зажигаемость» металлогалогенных ламп с существующими ПРА для ртутных ламп, однако это достигается не даром. Световая отдача и цве
218
топередача ламп значительно улучшаются при наличии в них достаточного содержания иода. Более того, исследования автора показали, что все металлогалогенные лампы страдают в некоторой степени от потерь металлов, наполняющих разрядную трубку, и эти потери высвобождают иод для образования Hgl2. В этих случаях лампа не зажигается с большинством балластов для ртутных ламп и имеет вследствие этого неприемлемо малый срок службы.
По мнению автора, наилучшим решением этой проблемы является расчет лампы и балласта как единой системы, в которой балласт может обеспечить зажигание и работу лампы даже при содержании в ней Hgl2, значительно превышающем тот, который допустим в лампе, работающей с балластом для ртутных ламп. В гл. 10 будут рассмотрены специальные проблемы, которые должны быть решены при зажигании ламп, содержащих Hgl2, а в гл. 12 — как для этого должен быть рассчитан балласт32.
Рисунок 8-10 иллюстирует другое обнаруженное экспериментальным путем обстоятельство, связанное с взаимодействием иодидов между собой. Эти данные, приведенные в [Л. 8-8], относятся к ртутной лампе с добавками иодидов тория и натрия, однако они почти полностью применимы к сочетаниям многолинейчатых
Рис. 8-10. Средние значения температуры дуги в ртутной лампе с иодидами тория и натрия, определенные спектроскопическим путем [Л. 8-8].
а — отношение I : Hg; б —содержание Nal.
219
Излучателей с иодидами щелочных металлов. Эффективная температура дуги, измеренная спектрографическим путем по отношению интенсивности линий, возрастает с увеличением добавок Hgl2 (рис. 8-10,а), в результате чего увеличивается содержание тория в дуге, и уменьшается с увеличением добавки Nal (рис. 8-10,6).
Так как распределение энергии в спектре атомов с большим количеством линий резко зависит от температуры дуги, при которой они возбуждаются, то это обстоятельство имеет большое значение для расчета ламп с требуемым распределением спектральной энергии.
На рис. 8-11 представлена относительная интенсивность спектральных линий скандия, определенная по таблицам Национального бюро стандартов [Л. 8-12] путем суммирования интенсивностей всех линий внутри
Рис. 8-11. Распределение энергии в спектре скандия в ртутной лампе с иодидами натрия и скандия. Кривая 1 измерена прибором с шириной щели 4 нм (получена из рис. 8-3,б после вычитания линий ртути и натрия); кривая 2 вычислена по таблицам [Л. 8-12] путем суммирования интенсивностей через интервалы 4 нм в пределах от 400 до 700 нм. Относительные масштабы произвольны и выбраны исключительно для того, чтобы подчеркнуть тот факт, что красно-синее и зелено-синее отношение спектров, полученных измерением, значительно больше, чем спектров, полученных вычислением. Сравнение с рис. 8-2 показывает, что видимые «линии» в этом распределении спектральной энергии представляют собой в действительности группы интенсивных линий.'
220
Интервалов по 4 нм для всей видимой части спекФра. Там же показано распределение энергии в спектре излучения скандия, создаваемом лампой, содержащей иоди-ды скандия и натрия и измеренном при помощи спектрофотометра, пропускающего полосу шириной в 4 нм.
Ясно видно, что наблюдаемое красно-синее отношение значительно выше полученного вычислением. Это объясняется тем, что спектры, на основании которых были составлены таблицы Национального Бюро стандартов [Л. 8-12], были получены от дуги на воздухе, имеющей температуру 5500 К и образованной между медными электродами, содержащими 0,1 % скандия (атомное содержание). Очень низкое содержание скандия снижает до пренебрежимо малых значений самопоглощение излучения скандия в дуге, а высокая температура дуги способствует возбуждению линий, возникающих при переходах между сравнительно высокими энергетическими уровнями атомов; кроме того, создается достаточная ионизация скандия, так что наблюдается сильное излучение спектра ионов скандия.
Наоборот, соответствующее регулирование отношения между содержанием иодида скандия и иодида натрия в металлогалогенных лампах позволяет осуществить работу дуги при значительно более низких эффективных температурах и сравнительно более высоких давлениях паров скандия. Высокое давление паров скандия приводит к значительно большему самопоглощению резонансных линий, многие из которых лежат в синей области. Более низкие температуры дуги сильно ослабляют влияние ионов скандия на выходящее излучение, а также способствуют возбуждению более низких энергетических уровней. В результате наблюдаемое распределение энергии в спектре показывает значительно более высокую плотность в красной и зеленой областях спектра по сравнению с синей областью, чем этого можно было бы ожидать па основе расчетов по данным [Л. 8-12].
Ни один из эффектов, которые были до сего времени рассмотрены, не зависит в какой-либо степени от молекул, за исключением способа ввода паров металла в дугу. Излучение возбужденных молекул существенно не усиливает излучения дуги. Однако, как видно из рис. 8-11, в случае иодидов индия, галлия и таллия наблюдается сильный непрерывный спектр, простирающийся вдоль видимой части, который автор объясняет
221
фотодиссоциацией молекул. Присутствие заметных количеств Ini и Gal в лампах с иодидами индия и галлия может быть продемонстрировано наличием полос поглощения, обусловленных этими молекулами в спектре таких ламп. Они наблюдаются в спектре лампы в виде узких полос поглощения вблизи 400 нм.
Для понимания образования широкополосных непрерывных спектров в результате диссоциации молекул необходимо кратко коснуться вопроса об устойчивых и неустойчивых молекулах. Для примера используем молекулы водорода, так как при диссоциации этой молекулы наблюдается интенсивный непрерывны?! спектр. При соединении двух атомов и образовании молекулы их электронные орбиты взаимно перекрывают одна другую. Каждый электрон помимо орбитального момента количества движения относительно ядра имеет спин вокруг своей собственной оси. Если спины обоих электронов имеют одно и то же направление, то каждый электрон не совершает никакого орбитального движения вокруг противоположного ядра; следовательно, соответствующее молекулярное состояние, называемое «триплетом», является строго отталкивательным, т. е. оба атома не «сцеплены» — молекула «не связана». Если, наоборот, спины имеют противоположное направление, то каждый электрон может вращаться вокруг противоположного ядра так же, как и вокруг собственного ядра, и оба атома сцеплены между собой, образуя устойчивую молекулу. Это состояние называется «синглетом» и представляет собой «связанное» состояние.
Полная энергия системы, относительно системы из двух атомов на бесконечном расстоянии, может быть представлена в виде функции межатомного расстояния (расстояния между ядрами соседних атомов), как это показано на рис. 8-12. Энергия системы в несвязанном состоянии Т возрастает с уменьшением межатомного расстояния, так как оба атома отталкиваются один от другого, в то время как энергия системы уменьшается до минимума при характеристическом межатомном расстоянии го, когда оба атома имеют электронные спины, направленные в противоположные стороны, и система находится в устойчивом синглетном состоянии S. В связанном состоянии оба атома могут колебаться взад и вперед вокруг радиуса, соответствующего минимуму энергии; в результате таких колебаний в устойчивом мо-222
лекулярном состоянии находится область межатомных расстояний от гх до г2.
Закон квантовой механики, в соответствии с которым триплетное состояние не может быть устойчивым, называемый «принципом Паули», устанавливает, что ни в какой квантомеханической системе две частицы не могут иметь одинаковыми все квантовые числа (главное,
Рис. 8-12. Диаграмма потенциальной энергии молекулы, иллюстрирующая диссоциацию. Молекула. возбужденная до состояния Т', может излучать только при переходе в неустойчивое молекулярное состояние Т, сопровождающееся диссоциацией. Энергия излученного фотона, а следовательно, его частота зависят от «фазы» периода молекулярного колебания, в которой происходит излучение, и, следовательно, от мгновенного значе-
ния межатомного расстояния. Так как излучение возможно в любых фазах, то диапазон частот (и длин волн) излученного спектра
очень широк.
орбитальное и спиновое). Если один из атомов, образующих молекулу, находится в возбужденном состоянии, например с главным квантовым числом п—2, а другой — в наинизшем (основном) состоянии с п=1, то оба электрона могут иметь спины в том же или противоположном направлениях и вращаться вокруг обоих ядер. Триплетное состояние Т в этом случае является связанным состоянием молекулы, имеющей более низкий энергетический уровень по сравнению с невозбужденным атомом и возбужденным атомом, удаленным на бесконечное расстояние. Следовательно, молекула в разряде в основном состоянии S может быть возбуждена до триплетного состояния Т' ударом электрона, оставаясь в виде связанной молекулы. Оба атома будут совершать вибрационные колебания вокруг нового характеристического радиуса г'о.
Это состояние должно, однако, в конечном счете, излучать; оказалось, что переходы излучения из триплет-
223
них состояний в триплетные состояния значительно более вероятны, чем переходы из триплетного в синглетное состояние. В результате более вероятен переход путем излучения из триплетного состояния Т в несвязанное триплетное состояние отталкивания Т, чем в основное состояние молекулы S.
Принцип Франка — Кондона об электронных переходах молекул устанавливает: поскольку электронное возбуждение или переходы, связанные с излучением, происходят в течение столь короткого времени по сравнению с периодом колебания атома в молекуле, что они могут рассматриваться как происходящие мгновенно, изменения энергии в процессе перехода соответствуют мгновенному значению межатомного расстояния в той фазе колебания молекулы, при которой происходит переход.
На рис. 8-12 ясно видно, что разность энергий между Г и Т при экстремальном значении межатомного расстояния значительно больше, чем при других значениях его, вследствие весьма крутого наклона кривой зависимости энергии от расстояния в состоянии Т. Для всей совокупности излучающих молекул будут иметь место все межатомные расстояния между г\ и г'2, и потому здесь будет иметься широкий диапазон энергии фотонов при излучении, сопровождающемся процессом диссоциации. Таким образом, в выходящем излучении будут присутствовать в некоторых пределах все частоты и, следовательно, все длины волн. В случае водорода это непрерывное излучение простирается от значения меньше 150 нм до почти 500 нм.
Насколько известно автору, до сего времени еще убедительно не доказано, что радиационная диссоциация Ini, Gal и TH обусловливает непрерывный спектр излучения в этой системе. Однако атомы индия, галлия, таллия и иода имеют непарные электронные спины и подчиняются законам перехода синглета в триплет при образовании молекул Ini, Gal и TH, поэтому автору кажется, что в настоящее время это вполне обоснованное допущение. В любом случае, как показывает рис. 8-3, непрерывный спектр индия и таллия в значительной мере улучшает световую отдачу и цветопередачу ламп с иодидами индия, таллия и натрия.
Лампы, содержащие галогениды олова SnCl3, SnBr3, Snl3 или их смеси, также обнаруживают интенсивные 224
непрерывные спектры [Л. 8-13, 8-14]. В случае применения сочетания SnCl3—Snl3: Спрингер и Колдуэлл приписывают наличие непрерывного спектра расширенной в дуге за счет давления молекулярной полосе излучения молекул SnCl [Л. 8-14]. Так как непрерывный спектр достаточно широк и простирается от ближнего ультрафиолета до дальнего красного, то цветопередача таких ламп хороша, однако их световая отдача составляет всего около 60 лм/Вт.
г)	Функции ртути в металлогалогенных лампах
Во всех металлогалогенных лампах, рассмотренных в гл. 8, содержалась ртуть. Так как эта последняя не обязательна для осуществления иодного цикла за исключением того, что она служит для поддержания избытка иода в прозрачном виде, то следует задать вопрос, зачем она присутствует в лампе. Ртуть в смеси выполняет ряд дополнительных функций, которые исключительно-полезны, так что сочетание всех их дает основание считать, что большинство практически выпускаемых осветительных ламп вероятно будут содержать ртуть в большом избытке.
Во-первых, эффективная работа металлогалогенных ламп со сравнительно высоким давлением паров металла требует высокого общего давления наполнения во избежание .быстрой диффузии диссоциированного металла и атомов иода из центрального участка дуги к стенкам колбы. Если бы диссоциация происходила преимущественно в центральной части столба дуги и рекомбинация — у стенок, то потери энергии, вызванные процессом диссоциации, были бы очень высокими, в результате чего лампа оказалась бы неэффективной. Наполнение ртутью является подходящим способом для получения высокого рабочего давления при сохранении низкого давления при зажигании, что позволяет получить приемлемые напряжения зажигания.
Во-вторых, если пары свободного 12 присутствуют в лампе при ее зажигании, то напряжения зажигания очень высоки, так как высокое сродство 12 к электронам нарушает образование лавины Таусенда и так как упругость паров 12 при комнатной температуре сравнительно высока (50 Па или 0,4 мм рт. ст.). Избыток ртути обеспечивает при этом наличие в режиме зажигания только 15—69	225
Hgl2; хотя Hgl2 также является газом, обладающим высоким сродством к электронам, но упругость его паров значительно ниже (0,13 Па при комнатной температуре) и поэтому вызывает только умеренное повышение напряжения зажигания33.
8-4. ВЛИЯНИЕ ФОРМЫ ГОРЕЛКИ
Основное внимание при расчете формы металлогалогенной лампы должно быть обращено на обеспечение достаточно высокой температуры для испарения добавки иодида металла. Обычно для этого минимальные температуры в рабочем режиме должны быть приблизительно 725—750°С. Основной задачей является не допустить, чтобы концы горелки были чрезмерно холодными, особенно это относится к лампам, работающим в вертикальном положении. Это обеспечивается тщательным контролем конфигурации конца горелки и конструкции вводов [Л. 8-15] совместно с применением теплоизолирующего покрытия, уменьшающего инфракрасное излучение концов горелки. Обычным покрытием, которое может быть использовано для этой цели, является порошок ZrO2. Окись циркония имеет сравнительно хорошую отражательную способность в инфракрасной области и отражает инфракрасное излучение от электродов обратно в горелку, чем предотвращается его выход наружу и, как следствие, обеспечивается повышение температуры концов.
Неожиданной особенностью поведения иодидов металлов в такой дуговой лампе является то, что лампы всех фирм работают с конденсатом избыточного иодида. Сравнительно легко показать, что при 725°С, например, упругость паров Nal составляет 60 Па (0,46 мм рт. ст.) и при этом в объеме стандартной лампы мощностью 400 Вт (внутренний диаметр горелки 20 мм и длина дуги 45 мм) могут находиться в парообразном состоянии всего 60 мкг Nal. Несмотря на это, эмпирически было установлено, что содержание Nal в паре, а следовательно, натрия в дуге возрастет с увеличением массы иодида натрия в горелке в тысячу и более раз по сравнению с указанным выше.
Большая часть добавки Nal присутствует в виде конденсата на стенках и представляется, что чем больше поверхность пленки конденсата, тем больше количество Nal в дуге. В настоящее время неясно, обусловлецо ДИ 2?6
Рис. 8-13. Распределение температуры по горелке лампы мощностью 400 Вт, работающей в горизонтальном положении, /--пространство, занятое конденсатом; 2 — теплоотражающее покрытие.
это неизотермическим характером колбы или же большой поверхностью конденсата, с которой взаимодействуют горячие газы, циркулирующие в лампе вследствие конвекционных потоков. Первая предпосылка повлекла бы за собой повышение упругости Nal, если бы Nal «смачивал» поверхность кварца с образованием пленки, которая распространялась бы за точку минимальной температуры к более высоким температурам; степень этого распространения возрастала бы с увеличением добавки иодида натрия. В соответствии с этой интерпретацией чем больше добавка иодида натрия, тем выше максимальная температура внутренней стенки, которой достигает конденсат, и поэтому тем выше упругость паров Nal. Второе объяснение рассматривает упругость паров Nal в дуге, зависящей скорее от динамических процессов, чем от процессов уравновешивания: конвекционные потоки несут газы, температура которых значительно выше, чем температура стенки за поверхностью пленки конденсата, испарившийся избыток Nal проходит через дугу прежде, чем он где-либо сконденсируется.
В любом случае желательно иметь, насколько это возможно, более обширную поверхность пленки конденсата для получения максимальной упругости паров Nal при заданном количестве добавки Nal. В частности, желательно, чтобы конденсат располагался вдоль боковой стенки горелки, насколько это возможно, в виде тонкой пленки, занимающей максимально возможную поверхность, и не конденсировался на концах трубки, где могут быть трещины или «карманы», в которых на участках с малой поверхностью собирались бы сравнительно большие количества конденсата. В соответствии с этим горелка должна быть рассчитана так, чтобы температуры на ее концах были несколько выше, чем в ее середине. На рис. 8-13 показаны значения температуры типичных ламп мощностью 400 Вт и места расположения конденсата.
15*	227
Излишне говорить, что температуры горелки могут быть повышены при заданной нагрузке на стенку путем понижения давления газа во внешней колбе и снижения таким образом конвекционного охлаждения горелки. Фирмы «Дженерал Электрик» и «Вестингауз» применяют вакуумные внешние колбы в своих лампах «Муль-тивэпор» и «БОК»- Фирма «Сильвания» предпочитает для ламп «Металларк» использовать несколько меньшую горелку в наполненной газом внешней колбе для предотвращения возникновения разряда во внешней колбе в процессе срока службы лампы.
Существенным обстоятельством, которое должно учитываться при разработке горелки, является тенденция иодидов в паровой фазе к расслоению в случае работы лампы в вертикальном положении. Два процесса могут вызывать расслоение. Первый заключается в простой конденсации менее летучих иодидов в нижней половине горелки, находящейся при более низкой температуре, что может повлечь за собой обеднение верхнего конца длинной вертикальной горелки иодидами, имеющими меньшую летучесть. Вторым процессом является термодиффузия, при которой более легкие добавки стремятся собраться у более горячего верхнего конца вертикальной горелки. В случае иодида тория оба эти фактора действуют совместно, так как торий тяжелее ртути и в результате термодиффузии стремится опуститься вниз. Иодид тория имеет умеренную упругость паров и стремится конденсироваться у нижнего конца.
В случае иодидов скандия и натрия оба процесса отчасти взаимно компенсируются; хотя конденсат и находится у нижнего конца вертикальной горелки, однако так как атомы скандия и натрия легче атомов ртути, термодиффузия будет вызывать их концентрацию у верхнего более горячего конца. Только иодид таллия почти не подвержен эффекту расслоения. Атомная масса таллия почти равна атомной массе ртути, и упругость паров таллия высока, так что вся добавка иодида таллия стремится быть в паровой фазе.
Практический вывод из этих явлений заключается в том, что у горелок отношение длины к диаметру не должно превышать (4-^-5) : 1. В этих условиях лампа может работать как в вертикальном, так и в горизонтальном положениях без осложнений, вызванных расслоением добавок. Эти геометрические ограничения соблюда
28
ются в лампах с внешней колбой, выпускаемых всеми фирмами.
Фирма «Сильвания» изготовляет также серию трубчатых металлогалогенных ламп без внешней колбы [Л. 8-16, 8-17], у которых отношение длины к диаметру достигает значения 20 : 1 и более с добавками, дающими близкое ультрафиолетовое и синее излучения. Эти лампы, выпускаемые под товарным знаком «Тубуляр Мета-ларк» [«Tubular Metalarc (R)»], предназначены для фотокопировальных и других полиграфических работ. Лампы под товарным знаком «Брайт Лайн» [«Brite Line (R)»] с добавками иодитов скандия и натрия излучают белый свет. Обе эти лампы могут, конечно, работать только в горизонтальном положении.
Глава девятая
РАБОТА ЭЛЕКТРОДОВ В МЕТАЛЛОИОДИДНЫХ ЛАМПАХ 9-1. ВВЕДЕНИЕ
В гл. 8 была рассмотрена с разных точек зрения работа металлоиодидных ламп, однако из рассмотрения был полностью исключен вопрос о работе электродов. Это было сделано потому, что работа электродов представляет собой столь сложную проблему, что ей должна быть посвящена отдельная глава. Во многих отношениях работа электродов в металлоиодидных лампах подобна работе их в ртутных лампах высокого давления, однако имеется и существенное различие: электроды должны работать в течение многих тысяч часов в очень высокореактивной среде; этому вопросу и посвящено основное содержание данной главы.
Одно из самых неблагоприятных обстоятельств заключалось в том, что электроды, активированные окис-лами бария, которые оказались столь эффективными в ртутных лампах, не могут быть применены в металлогалогенных лампах. Галоген взаимодействует с окислами бария и кальция, выделяя металлы в виде галогенидов. При температурах стенок горелки галогениды щелочноземельных металлов имеют сравнительно низкую упругость паров, так что они стремятся конденсироваться на стенках колбы, выделяя как активирующий металл катода, так и галоген. Остающийся кислород взаимодей
229
ствует с вольфрамом, образуя летучие окислы вольфрама, которые переносят вольфрам на стенки. Полезный эффект пропадает. После нескольких сотен часов работы стенки горелки чернеют; черные осадки поглощают излучение дуги, что вызывает перегрев кварца и выпучивание стенок горелки.
В то же время электрод из торированного вольфрама работает очень хорошо. Как это имело место в отношении многих явлений, присущих лампам с иодидами металлов, эмпирические сведения намного предшествовали их теоретическому анализу, и данный случай не был исключением. Когда выяснилось, что электроды, активированные окислами щелочно-земельных металлов, оказались неприемлемыми, логическим эмпирическим шагом было испытать ранее используемый катод, а именно катод из торированного вольфрама. В этой главе прежде всего будет рассмотрена химическая работа таких катодов в содержащем галогены наполнении лампы. Так же как и в случае ртутной лампы, не имеется измерений ни отношения между ионным и электронным токами, ни катодного падения потенциала, ни баланса энергии на катоде; невозможно также детально рассмотреть электронную физику работы катода, которая может быть дана для катодов люминесцентных ламп.
Ниже будет кратко рассмотрена работа двух различных катодов, которые были применены в выпускаемых промышленностью лампах: катоды из чистого вольфрама и катоды, активированные окисью тория.
9-2. ПОВЕДЕНИЕ МЕТАЛЛОВ РАЗЛИЧНОГО ТИПА В ГАЛОГЕННОЙ АТМОСФЕРЕ
Поведение металлов в галогенной атмосфере зависит, в основном, от четырех факторов: упругости паров металла, упругости паров галогенида, стойкости галогенида и парциального давления галогена. Для удобства рассмотрения целесообразно классифицировать металлы по трем различным параметрам в зависимости от относительной упругости паров металла, относительной упругости паров галогенида и его стойкости. Они поочередно рассматриваются в § 9-2,а—в. Рассмотрение ограничим только одним галогеном, а именно иодом, хотя и другие галогены будут вести себя аналогично.
230
а)	Упругость паров иодида меньше упругости паров металла
Рассмотрим следующий опыт: поверхность металлам нагревают в атмосфере иода при давлении pt и измеряют скорость удаления атомов металла с поверхности в функции температуры Т.
Предположим на мгновение, что имеет место неуравновешенная система, в которой атомы металла, удаленные с поверхности, никогда не возвращаются. В случае металла, иодид которого имеет более низкую упругость паров, чем сам металл, кривая полной скорости удале
ния в зависимости от температуры и давления иода имеет вид, представленный на рис. 9-1. На рис. 9-1, как и на рис. 9-2 и 9-3, скорости удаления металла сравниваются со скоростью испарения иодида при температуре стенки Тс. Температура Тк является максимальной температурой электрода; минимальная температура электрода, вообще говоря, равна температуре стенки.
При низких температурах металл оказывается покрытым пленкой иодида, которая препятствует испарению металла, а сама испаряется медленнее, чем металл. При высоких температурах иодид диссоциирует (при более высоких давлениях иода температурный диапазон диссоциации выше), обнажая поверхность металла, который затем испаряется со скоростью, определяемой кривой
упругости паров металла, то, что кривая зависимости скорости удаления атомов металла от температуры представляет собой плавную кривую; скорость удаления всегда возрастает с повышением температуры.
Рис. 9-1. Полная скорость удаления атомов металла с поверхности металла ти-па 1 в атмосфере иода в функции температуры.
/ — скорость испарения металла; 2— скорость испарения иодида; 3 — повышение давления иода.
Следует обратить внимание на
Температура поверхности, металла
231
б)	Упругость паров иодида больше упругости паров металла; нестойкий иодид
На рис. 9-2 показаны для этого случая скорость уда-
ления атомов металла с поверхности в функции темпе-
Т ем пер;’, riypa поверхности
металла
ратуры. При низких температурах иод поступает на поверхность и взаимодействует с металлом, образуя стойкий иодид, который затем испаряется; скорость удаления атомов металла в этой об-
Рис. 9-2. Полная скорость удаления атомов металла с поверхности металла типа 2 в атмосфере иода в функции температуры.
У — скорость испарения металла; 2 — скорость испарения иодида; 3 — повышение давле-
ния иода.
ласти в точности равна скорости испарения иодида. При высоких температурах иодид перестает быть стойким, так что скорость удаления атомов металлов снижается до скорости испарения самого металла. Вследствие малой стойкости иодида переход от испарения иодида к испарению металла происходит при сравнительно низкой температуре. Следует отметить, что и в данном случае кривая зависимости скорости удаления атомов металла от температуры представляет собой плавно возрастающую кривую.
в)	Упругость паров иодида больше упругости паров металла; стойкий иодид
Рисунок 9-3 иллюстрирует этот случай. При низких температурах скорость удаления, как и раньше, равна скорости испарения иодида, однако эта скорость может быть реализована только до температуры, при которой скорость поступления атомов иода из газа на поверхность больше скорости испарения атомов иода как иодида металла. При более высоких температурах скорость 232
Рис. 9-3. Полная скорость удаления металла с поверхности металла типа 3 в атмосфере иода в функции температуры.
1 — скорость испарения металла;	2 —- скорость	испарения
иоднда; 3 — повышение давления иода.
удаления атомов металла, которую можно представить в виде М1Х, составляет только 1 /х часть скорости поступления атомов иода. При еще более
Температура поверхности
высоких температурах
иодид перестает быть стойким и для обеспечения испа
рения одной молекулы иодида на поверхность должно поступать количество атомов иода больше чем х;
следовательно, скорость удаления атомов металла с повышением температуры уменьшается и в конечном счете становится равной скорости испарения металла. Следует отметить, что в данном случае скорость удаления металла имеет явный минимум при повышенной температуре.
г)	Применение к условиям лампы
Используя рис. 9-4, можно применить эти кривые для рассмотрения работы возможных электродных материалов в лампе. Необходимо отметить, что в лампе максимальная температура электродов составляет около 2500 К, минимальная температура стенок горелки 1000 К и максимальные температуры дуги между ними 4500— 5000 К. Диаграмма, представленная на рис. 9-4, идеализирует это состояние, для чего принята предпосылка, что везде, за исключением расстояния среднего свободного пробега от любой поверхности, температура равна максимальной температуре дуги, так что все разновидности молекул в газовой фазе полностью диссоциированы. В высокотемпературной газовой фазе парциальное давление металла равно рт и имеется достаточно большой промежуток времени для установления стационарного состояния, так что рт и давление иода pt постоянны во всем объеме газа.
233
Скорость удаления атомов металла в функциях р,- и рт определяется при помощи рис. 9-1—9-3. В первую очередь необходимо рассмотреть скорость конденсации атомов металла из паров на поверхности; эта скорость приближенно составляет pmf (2nMkTa) V2 атома с единицы поверхности в секунду, где Та — температура в дуге. В стационарном состоянии скорость конденсации на каждую поверхность должна быть равна скорости удаления. Если скорость удаления металла с поверхности равна R и если все молекулы диссоциируют в высокотемпературном газе, то в стационарном состоянии, когда
Рис. 9-4. Идеализированной воспроизведение системы лампы, состоящей из электрода при температуре стенок при температуре Тс и разряда между ними при температуре Та. Предполагается, что все разновидности молекул в разряде диссоциированы и высокотемпе ратурная область прости рается на расстояние средней длины свободного пробега от обоих электродов и
от стенок. Скорость удаления металла с электрода /?к является функцией Тк и давления иода Pi. Скорость удаления металла со стенок Rc является функцией Тс н pi. Скорость переноса металла из дуги /?а = Рт/(2лЛ4й7’а)'^, где Рт — давление атомов металла в газе. В стационарном состоянии Ra=Re или RK в зависимости от того, какое из них ниже, а давле-
ние атомов металла в дуге определяется равенством Рт — —RK(2nMkTa)'/2 или Rc (2n,MkT\yh в зависимости от того, какое пз них ниже. Любой избыток атомов металла в системе локализуется
на стенке или на электроде в зависимости от того, откуда он имеет наинизшую скорость удаления.
скорость конденсации равна скорости удаления, парциальное давление непосредственно над поверхностью должно быть pm—R(2nMkTa) ’/2, где М — масса атома металла. Теперь необходимо определить, какие стационарные состояния возможны.
В случае рис. 9-1 (щелочные металлы являются хорошим примером) единственным стационарным состоянием является такое, в котором при высоких температурах весь металл на стенке в виде иодида металла, а на электроде, в основном, нет металла. Это имеет место, когда 234
скорость удаления металла с электрода при температуре электрода 7'к значительно превышает скорость удаления металла со стенки при температуре стенки Тс. Таким образом, сначала непосредственно перед электродом имеется высокое давление металла в паре. Пары металла перемещаются в направлении к стенкам, повышая там упругость паров металла по сравнению с той, которая имелась в стационарном состоянии.
Скорость осаждения атомов металла на стенки будет превышать скорость испарения его как иодида, и это будет продолжаться до тех пор, пока не прекратится поступление металла с находящегося при высокой температуре электрода. Если давление иода каким-либо путем поддерживается постоянным, то в стационарном состоянии весь металл, который сначала был на электроде, будет находиться в виде иодида на стенках и парциальное давление паров металла в газе будет рт= =R{T(.) (2nMkTay12, где R{TC)—скорость испарения иодида при температуре стенки. Полностью аналогичное положение имеет место и в случае рис. 9-2, это заключение основывается на том факте, что при любой возможной температуре стенки ниже температуры электрода, скорость удаления атомов металла со стенки меньше скорости удаления атомов металла с электрода.
Однако положение, соответствующее рис. 9-3, совершенно иное; при указанных значениях температуры стенок и температуры электрода скорость удаления атомов металла со стенки выше, чем с электрода. Поэтому в стационарном состоянии парциальное давление атомов металла в газе определяется скоростью удаления с электрода pm=R(TK, pi) (2n,MkTa)li2, где R(TK, Pi) — скорость удаления при температуре электрода и значении давления иода pi. При этом на стенках отсутствует как металл, так и иодид металла. В действительности, так как температура электрода изменяется во всем диапазоне от температуры стенки до максимальной температуры на его конце, то, предполагая, что максимальная температура электрода, как показано, ниже температуры, соответствующей минимальной скорости удаления, можно было бы ожидать постепенную эрозию более холодных частей конструкции и возможного осаждения всего металла на самых горячих частях. Это было бы столь же значительной проблемой, как и расход всего металла с находящихся при высокой температуре частей.
235
К счастью, имеется другое благоприятное явление: в работающей горелке основной несущей иод разновидностью при низкой температуре является Hgl или Hgl2. Так как Hgl и Hgl2 несколько более стойки, чем иодиды вольфрама, то в присутствии Hgl2 отсутствует или очень ограничена возможность образования иодидов вольфрама. При низких температурах вследствие присутствия в газовой фазе Hgl2 и Hgl вместо I иодид вольфрама не образуется. При высоких температурах иодид не стоек. Таким образом, можно использовать электрод, состоящий, в основном, из вольфрама, и обнаружить, что скорость удаления с него металла в работающей горелке значительна, что обусловлено испарением вольфрама. Путем добавки тория (металла, поведение которого близко к показанному на рис. 9-3) в лампу, можно обеспечить осаждение тория точно на конце электрода, где необходимо «активирование» вольфрама для получения максимальной термоэлектронной эмиссии.
Стационарное состояние этого электрода, выполненного из химически инертного вольфрама, конструктивно аналогичного представленному на рис. 6-11 и эродирующего путем испарения подобно электроду в ртутной лампе, обеспечивается запасом тория, непрерывно поддерживаемым на конце электрода. Уменьшение работы выхода, обеспечиваемое торием, повышает термоэлектронную эмиссию электрода и снижает рабочую температуру, необходимую для поддержания тока дугового разряда. Вследствие химического поведения тория последний, испаряясь, не может конденсироваться нигде в горелке и должен обязательно в конечном счете вновь осадиться на конце электрода.
Действительно, электрод из торированного вольфрама работает в металлоиодидной лампе в оптимальном или близком к нему режиме, описанном в гл. 6, и значительно менее критичен к размерам электродного узла. Парадоксально, но этот электрод работает значительно лучше в металлоиодидной лампе, чем это когда-либо имело место в ртутной лампе! Дополнительным положительным фактором является то обстоятельство, что температура на конце электрода может быть использована для регулирования давления тория в дуге и, следовательно, спектральной интенсивности тория. При более холодных концах электродов давление тория выше и спектр тория более интенсивен.
236
9-3. ИЗМЕРЕНИЕ СКОРОСТИ УДАЛЕНИЯ ТОРИЯ
Были проведены некоторые измерения, касающиеся скорости удаления тория из металлического тория в функции температуры в иодидной атмосфере [Л. 9-1]. Экспериментальная горелка изображена на рис. 9-5. На вольфрамовую проволоку было нанесено покрытие из тория. Для этого на проволоку был нанесен порошкообразный торий и она была нагрета в атмосфере иода до температуры выше точки плавления тория. Эта проволока затем была введена в трубку, содержащую аргон под давлением около 2,7-104 Па (200 мм рт. ст.) и насыщенный пар иода, давление которого зависело от температуры стенок. Торий, который испарялся с нагретой поверх-
Рис. 9-5. Конструкция эксперименталь-ной трубки для измерения скорости удаления тория в функции давления иода и температуры. / — дуга; 2 — вольфрамовые электроды; 3 — вольфрамовая проволока, покрытая окисью тория; 4 — кварцевые окна на боковых отростках
ности проволоки, переносился путем конвекции в дугу между двумя вольфрамовыми электродами, горящую в атмосфере аргона, давление которого составляло 2,7X ХЮ4 Па (200 мм рт. ст.). Свет, излучаемый дугой, проходил через одно из окон на спектрограф, и относительное содержание тория в дуге определялось по относительной интенсивности линий тория в спектре. Так как молекулы ТЫ2 и Thl4 диссоциируют в дуге, то интенсивность спектра тория пропорциональна полной скорости удаления тория с проволоки. Другое окно "использовалось для пирометрических измерений температур проволоки, которая регулировалась пропусканием тока через проволоку. После прохода через дугу торий и иодиды тория оседали на сравнительно холодные стенки трубки и оставались на них.
Несмотря на свою простоту, это устройство обеспечивает возможность абсолютного измерения скоростей удаления тория, так как оно может быть калибровано по
237
Скорость выделения торияг атом / (смг-с)
2500 К 2000К	1670К
*-Т
Рис 9-6. Скорость удаления тория в функции температуры и давления иода, измеренная экспериментально при помощи трубки, изображенной на рис. 9-5.
/ — давление паров иода, 2**- экстраполировано из значений скорости испарения тория. Абсолютировано по [Л. 9-2].
известной скорости испарения. Сначала измеряется интенсивность линий тория в спектре в функции температуры, в основном, при нулевой упругости иода путем поддержания температуры стенок, равной —70°С. Температурная зависимость
этой скорости, обусловленная исключительно испарением, построена относительно 1/Т, и ее наклон соответствует наклону кривой, построенной Дарнеллам, Маккаллумом и Милном [Л. 9-2] путем экстраполяции значений скорости испарения при низких температурах. Их данные были использованы для калибровки си
стемы.
На рис. 9-6 показано удаление тория в функции температуры при нескольких различных давлениях иода. Использованный здесь диапазон давлений значительно ниже того максимума, который может иметь место в металлогалогенной лампе, а температуры ниже температуры конца электрода. Несмотря на это, кривая подтверждает большинство описанных особенностей. При низких температурах и наивысших давлениях иода скорость удаления тория приблизительно постоянна независимо от температуры и ограничена скоростью поступления иода. Скорость поступления свободных атомов иода, соответствующая давлению иода в 120 Па (0,9 мм рт. ст.), была бы 4,5-1О+20 молекула/(см2 • с) или9• Ю20 атом/(см2-с).
238
Предполагая, что Thl4 представляет собой соединение, полученное при низкой температуре, можно ожидать, что максимальная скорость удаления тория составит около 2,2-1020 атом/(см2-с). Практически наблюдаемая скорость удаления меньше приведенной выше, так
как в этом эксперименте иод может попасть на поверхность проволоки путем диффузии через стационарный окружающий ее слой аргона, так что скорость поступ-
ления иода меньше вычисленного на основе потока сво-
бодных молекул.
Следует отметить, что даже в областях более высо
ких температур все кривые тоже не совпадают с кривой
удаления чистого металла. На рис. 9-7 представлены результаты эксперимента при постоянной температуре проволоки, равной 1900°С, и переменном давлении иода. Как видно, скорость удаления изменяется пропорционально квадрату давления паров иода. Это свидетельствует о том, что в этом диапазоне температур торий удаляется в виде This. В диапазоне более низких температур, а именно при 1600°С, скорость удаления тория изменяется пропорционально 3,1 давления иода; это дает основание считать, что основ: ся соединение ТЫ4. Следует
Давление 12 , Па
Рис. 9-7. Скорость удаления тория в функции давления иода при постоянной температуре 1900°С.
юй разновидностью являет-также отметить, что с по
вышением давления иода температура, соответствующая минимальной скорости удаления, повышается.
Так как упругость паров ТМд при температуре стенки 1000 К составляет 2,15-Ю4 Па (160 мм рт. ст.), что соответствует скорости удаления, равной 7Х ХЮ21 атом/(см2-с), которая значительно выше всех приведенных здесь значений, то можно ожидать, что торий оседает на электроде в точке, соответствующей наиниз-шей скорости удаления. Если давление иода достаточно высоко для того, чтобы минимум на рис. 9-6 соответствовал температуре более высокой, чем температура конца электрода, то торий будет осаждаться на конце
239
чеСтво кремния присутствует в дуге. Кремний является металлом типа 3 и осаждается на электроде при температуре, более низкой, чем температура его конца, аналогично цирконию. Однако температура, при которой он преимущественно осаждается, а именно 1750—1800°С, выше точки плавления кремния; поэтому осадок кремния представляет собой расплавленную пленку. Вольфрам, из которого изготовлен электрод, легко растворя-
Рис. 9-10. Вид электродов после работы в течение многих тысяч часов с отложениями на них в виде пленок из расплавленного кремния. Первоначальная конструкция электродов показана на рис. 9-8
и 9-9.
ется в расплавленном кремнии, и его растворимость повышается с температурой. Вследствие этого вольфрам растворяется в расплавленной пленке у ее находящегося при высокой температуре края и кристаллизуется у находящегося при низкой температуре края. Этот процесс может привести к коренным изменениям геометрии электродов.
На рис. 9-10 показан вид двух электродов с осадками кремния после многих тысяч часов работы. Это явление, обусловленное наличием меньше чем 100 мкг кремния на каждых 100 мг электрода, может оказаться значительно более вредным результатом реакции иодида с кварцем, чем повреждение самого кварца.
242
9-5. ДРУГИЕ ТИПЫ ЭЛЕКТРОДОВ
Кроме описанного электрода из торированного вольфрама в металлогалогенных лампах применяются электроды двух основных типов — чисто вольфрамовые и
вольфрамовые, активированные окисью тория.
Чисто вольфрамовые электроды применялись в лампах, содержащих таллий и натрий [Л. 9-3] , и сначала использовались в диспрозий-таллиевых лампах [Л. 9-4]. Конструкция этих электродов схематически представлена на рис. 9-11. Один конец лампы снабжен изогнутой в виде крючка шпилькой 1 из сравнительно толстой вольфрамовой проволоки, на которую намотана спираль из более тонкой вольфрамовой проволоки. На другом конце лампы спираль из тонкой проволоки выступает за конец крючка 1 и присоединена к наружному выводу. В рабочем режиме оба электрода соединены между собой накоротко биме
Рис. 9-11. Конструктивное выполнение электродов из чистого вольфрама с нагревательной	спи-
ралью, управляемой размыкающим	цепь
выключателем — стартером.
таллическим термостартером 2, который замкнут при холодной лампе. В режиме зажигания пусковой ток проходит по вольфрамовой спирали 3, которая нагревается до температуры, обеспечивающей термоэмиссию. В момент размыкания термостартера на лампе оказывается пол-
ное напряжение холостого хода
цепи и импульс напряжения, возникающий при размыкании контактов. Гибкий провод 4 позволяет току разряда проходить через биметалл, вследствие чего термостартер 2 остается разомкнутым в рабочем режиме лампы. Электроны, излучаемые с накаленной спирали, принимают участие в зажигании разряда. Такое пусковое устройство необходимо для получения низких напряжений зажигания с электродами из чистого вольфрама, имеющим низкий коэффициент вторичной эмиссии.
Дуга сначала зажигается на том участке накальной спирали, который простирается за конец крючка, так
16*
243
как он является наиболее горячей частью спирали. Затем по мере разогрева лампы и повышения давления дуга переходит на участок 1. Расчет таких электродов весьма критичен, так как дуга должна успеть перейти на конец электрода раньше, чем катодное пятно будет сильно сжато. В случае если дуга останется на не имеющем керна участке спирали при достижении катодным пятном своего нормального сжатия (диаметр, сравнимый с диаметром проволоки спирали), то рассеивание тепла спиралью будет происходить недостаточно быстро и она расплавится.
Катоды с активатором из окиси тория используются в лампах с иодидами индия, таллия и натрия, выпускаемых всеми фирмами как в США, так и за их пределами. Конструктивно они, в основном, подобны катодам ртутных ламп, активированным окислами бария (см. рис. 6-13), за исключением того, что активирующим материалом является окись тория. В процессе работы окись тория легко разлагается, выделяя свободный торий, который образует мономолекулярную пленку с пониженной работой выхода и высокой эмиссией. С точки зрения условий зажигания лампы этот катод является наилучшим из трех. Использование этого катода вместо катода из торированного вольфрама позволяет понизить напряжение зажигания лампы примерно на 50 В. В этом, само по себе, нет ничего необъяснимого, так как в обоих случаях поверхностью, эмиттирующей электроны, является мономолекулярный слой тория. Возможно, окись тория может в некоторой степени взаимодействовать с HgK, образуя иодоокись и уменьшая количество иода в газовой фазе в режиме пуска. К сожалению, однако, этот катод может быть использован только с добавками галогенидов металлов, окислы которых не очень стойки. Применение такого катода, например, в лампе, содержащей иодид скандия, сопровождается образованием окиси скандия и расходом в течение сравнительно короткого времени практически всего скандия.
9-6. ВИДЫ НА БУДУЩЕЕ
Как отмечалось в гл. 6, основным фактором, определяющим срок службы ртутных ламп высокого давления, является расход активных материалов с электрода. В настоящее время срок службы электродов не является основным фактором, ограничивающим срок службы мс-244
таллогалогенной лампы. Основными причинами выхода ламп из строя являются другие факторы, такие как кристаллизация (расстекловывание) кварца, тяжелые условия зажигания и другие проблемы, которые будут рассмотрены в гл. 10. Что же можно было бы ожидать, если бы эти проблемы были решены?
С точки зрения срока службы ламп электрод из тарированного вольфрама имеет исключительные преимущества. Его активатор — торий — участвует в циклическом процессе, который возвращает на катод любое количество израсходованного активатора. Ни в какой другой разрядной лампе это не возможно. Практически, это — «вечный» катод; он мог бы служить бесконечно. Основной причиной того, что в действительности это не так, является отложение кремния, показанное на рис. 9-10. Примерно через 20 000 ч в результате медленных изменений, вызванных растворением и кристаллизацией небольшого количества расплавленного кремния, структура вольфрама, от которой в первую очередь зависит температура электрода, искажается так, что электрод становится изотермическим. Это, в частности, затрудняет в процессе зажигания переход из тлеющего разряда в дуговой. Таким образом, проблема повышения срока службы катода из тарированного вольфрама до его естественной возможности, т. е. до бесконечности, заключается в уменьшении отложения кремния на катоде.
Катодам, активированным окисью тория, не присущ такой циклический процесс, хотя любое содержание металлического тория будет оказывать такое же действие, как описано выше, однако в лампе на каждый атом тория имеются два атома кислорода и это неминуемо влечет за собой медленное отложение окиси тория из стенках. Осаждение окиси тория на стенках лампы, содержащей иодиды индия, таллия и натрия, означает расход тория. Ничто не может возвратить его в паровую фазу. Медленное окисление тория в паровой фазе приводит к одностороннему процессу расхода, и срок службы катода определяется количеством ThO2 в катоде и скоростью его расхода.
Катоды из чистого вольфрама не особенно пригодны для металлоиодидных ламп вследствие высокой степени испарения и отсутствия цикла, обеспечивающего обратное осаждение вольфрама на электродах. Они могут
245
оказаться приемлемыми в лампах, содержащих бромиды и хлориды, при условии правильного соотношения между иодидом и хлоридом (или бромидом). Вольфрам в парах хлорида или бромида ведет себя как металл типа 3; вольфрам удаляется с более холодных частей конструкции и осаждается на конце. В [Л. 9-5] показано, однако, что при наличии в лампах с хлоридом олова достаточного количества иодида олова эрозия находящихся при низкой температуре частей электрода отсутствует. Наличие в парах дополнительного источника олова из иодида олова надежно обеспечивает присутствие вблизи от электрода в качестве содержащих хлор групп только SnCl и SnCl3, которые, по-видимому, более стойки, чем хлориды вольфрама.
Глава десятая
ПРОБЛЕМЫ, ПРИСУЩИЕ ТОЛЬКО МЕТАЛЛОИОДИДНЫМ ДУГОВЫМ ЛАМПАМ
10-1. ВВЕДЕНИЕ
К этой главе весьма хорошо подошло бы название «близок локоть, да не укусишь», поскольку она посвящена изложению уникальных проблем, которые должны быть разрешены при разработке промышленных типов дуговых ламп с иодидами металлов. Открытие металло-иодидного принципа с его возможностью изготовлять лампы, которые одновременно обладали более высоким к. п. д. и обеспечивали значительно лучшую цветопередачу, казалось в то время исключительной удачей, позволявшей получить без особого труда большие преимущества. Однако природа ничего не дает даром. Эта глава является беглым обзором тех трудов, которые пришлось затратить прежде, чем удалось получить желаемые результаты.
10-2. ЗАЖИГАНИЕ
Первая проблема уже неоднократно обсуждалась. Присутствие в газовой фазе соединений, содержащих галогены, повышает напряжение зажигания. Это объясняется тем, что указанные соединения либо образуют стойкие отрицательные ионы, либо подвергаются процессу, известному как «диссоциативный захват электрона», 246
в соответствии со следующей реакцией: М1 + е—> -—>(М1_) *—>~М + 1~ + кинетическая энергия, при которой образуется стойкий отрицательный ион иода (потенциал связи 3,2 В).
Процессы, подобные этому, которые сопровождаются «присоединением» электронов к нейтральным атомам, препятствуют зажиганию из-за уменьшения эффективного значения коэффициента ионизации Таунсенда. Напомним, что в гл. § 3-1 а при рассмотрении процесса образования электронной лавины отмечалось, что электроны ускоряются электрическим полем и набирают энергию до тех пор, пока она не станет достаточной для ионизации атомов, создавая вследствие этого больше свободных электронов для ионизации еще большего количества атомов. Проблема здесь заключается в том, что как только электрон присоединяется к атому, он становится связанным. В электрических полях, при которых лампа должна зажечься, отрицательные ионы не могут быть ускорены до энергии, достаточной для образования новых электронов. Поэтому каждый такой присоединенный электрон потерян для образования электронной лавины. Следовательно, собственное значение коэффициента ионизации Таусенда в газе, присоединяющем (захватывающем) электроны, составляет:
az=a—т),	(Ю-1)
где a — число новых электронов, образующихся путем ионизации в расчете на 1 электрон на 1 см пути в направлении электрического поля; т] — число электронов, теряемых путем присоединения в расчете на 1 электрон на 1 см пути в направлении электрического поля.
Как отмечалось в гл. 3, пробивное напряжение или напряжение зажигания представляет собой весьма чувствительную функцию а (в данном случае а') и, следовательно, уменьшение а приводит к повышению напряжения зажигания. Ясно, что для получения минимального напряжения зажигания коэффициент захвата ц должен иметь возможно меньшее значение. Интуитивно можно предполагать, что чем выше давление присоединяющего (захватывающего) электроны газа, тем больше будет ц; следовательно, возможное решение этой задачи заключается в том, чтобы исключить наличие высокого давления паров иодидов в холодной лампе до ее зажигания.
247.
На этот вопрос было обращено внимание в гл. 8 при рассмотрении факторов, влияющих на выбор иодидов металлов. Было отмечено, что некоторые иодиды мало подходят для изготовления хороших ламп, так как давления их паров при комнатной температуре чрезмерно высоки. Однако даже если при выборе металлов ограничиться такими иодидами, которые имеют низкое давление паров, все еще остается проблема, связанная с наличием в лампе Hgl2. Давление паров при 25°С составляет примерно 2,6-10~3 Па (2-10-5 мм рт. ст.). При этом давлении в горелке мощностью 400 Вт насыщенный пар содержит всего 0,1 мкг Hgl2. Двуиодистая ртуть является захватывающим электроны газом, вероятно, за счет диссоциативного присоединения (захвата), и она способствует получению конечного значения ц и соответственно уменьшает а'. Поэтому металлоиодидные лампы с катодами из тория имеют в случае присутствия Hgb более высокие напряжения зажигания, чем их ртутные двойники.
Было испытано множество приемов с целью уменьшить в процессе зажигания содержания Hgl2 в газе до нуля. «Моноиодидное» соединение, рассмотренное в [Л. 10-1], является попыткой в этом направлении, так как индий, используемый в этих лампах, может образовывать либо Ini, либо 1п13. Таким образом, в холодной лампе Ini может захватывать иод для образования Inl3, предотвращая тем самым образование Hgl2. Ро-косц, Деккер и Фрезер [Л. 10-3] описали использованное для той же цели тщательное регулирование отношения I : Dy ниже стехиометрического. Лампы, изготовленные в соответствии с этими принципами, будучи новыми, зажигаются с ПРА, рассчитанными для ртутных ламп. Возможность разработать конструкцию, обеспечивающую нулевое содержание Hgl2 в паровой фазе, объясняет наличие многочисленных рекламных сообщений разных фирм о зажигании ламп с ПРА для ртутных ламп.
Мнение автора по этому вопросу заключалось в том, что поскольку для повышения напряжения зажигания необходимо фантастически малое количество Hgl2, то в сочетании с неминуемым расходом металла в процессе работы лампы (будет рассмотрен в этой главе ниже) очень маловероятна возможность создания лампы, которая в холодном состоянии не содержала бы значительного количества Hgl2 в течение всего срока службы. 248
Наилучшим решением этой проблемы представляется следующее: рассматривать лампу и ПРА (балласт) как единую систему и рассчитывать ПРА (балласт) с достаточным напряжением холостого хода, обеспечивающим зажигание лампы с полным содержанием Hgl2 в паровой фазе. Поскольку имеется значительно большее количество ламп, выпускаемых другими фирмами и работающих с ПРА, специально предназначенными для ме-таллоиодидных, чем с ПРА для ртутных ламп, то, как показывает практика, эта точка зрения представляется убедительной.
4J
% 300
§ 200
А)
-C5 7W
Сз
-30	0	20
Окружающая температура, °C
Рис. 10-1. Напряжение зажигания металлогалогенных дуговых ламп в зависимости от окружающей температуры.
Ццсло часов горения
Рис. 10-2. Напряжение зажигания металлогалогенных дуговых ламп при низкой температуре в зависимости от срока службы (схематически) .
В действительности, однако, положение не настолько плохо, как этого можно было бы ожидать вследствие обстоятельства, поясняемого рис. 10-1 [Л. 10-3], на котором показана зависимость напряжения зажигания металлогалогенной лампы от окружающей температуры. В отличие от напряжения зажигания ртутных ламп с катодами из тория, представленного па рис. 6-14, напряжение зажигания металлоиодидных ламп почти не зависит от окружающей температуры. Чем же это объясняется? Причина, конечно, заключается в том, что Hgl2 конденсируется при низких температурах, так же, как и ртуть. При понижении температуры р в (10-1) уменьшается вследствие понижения давления Hgl2, совершенно так же, как а уменьшается с понижением давления ртути, а а' почти совсем не меняется. Поэто
249
му напряжение зажигания металлоиодидной лампы с катодом из тория при —30°С должно быть только ненамного выше напряжения зажигания ртутной лампы с катодом из тория при —30°С.
Проблемы, связанные с наличием в лампе HgE и ее влиянием на напряжение зажигания имеют существенное значение для любой лампы, содержащей ртуть и иод. Имеются дополнительные проблемы, которые связаны с иодидами и не могут быть решены в настоящее время. Например, некоторые сорта кварца содержат сравнительно большие количества алюминия; иодид алюминия, который может в виде примеси присутствовать в таких лампах, повышает напряжение зажигания. Еще более существенной является проблема водорода, так как водород является весьма обычной примесью в вольфраме, из которого изготовляются электроды. Вследствие содержания влаги в иодидах он может присутствовать также и в горелке. Водород взаимодействует со всеми иодидами, восстанавливая их и образуя иодистый водород; так как точка кипения HI составляет —35°С, иодистый водород всегда находится в паровой фазе при всех температурах, которые могут иметь место при зажигании лампы.
Можно ожидать, что HI оказывает па напряжение зажигания такое же влияние, как и Hgl2, за исключением того, что HI наносит наибольший вред в условиях зажигания при низких температурах. Иодистый водород находится еще в паровой фазе, увеличивая ц, когда ртуть уже сконденсировалась и значение а уменьшилось. Поэтому а' в (10-1) резко уменьшается, что приводит к повышению напряжения зажигания при низких температурах. Кроме источников водорода внутри горелки, оказывающих влияние на напряжение зажигания, в металлогалогенных лампах совершенно так же, как и в ртутных, водород проникает внутрь горелки через ее кварцевые стенки из внешней колбы.
Под влиянием всех этих факторов напряжение зажигания металлогалогенных ламп при —30°С имеет характер, представленный на рис. 10-2. Напряжение зажигания сравнительно высоко в начале срока службы вследствие примеси водорода в водяном паре и понижается по мере «очистки» его от водорода под воздействием разных факторов. Давление водорода во внешней колбе возрастает в результате выделения водорода из
25Q
стекла и элементов арматуры; однако для его проникновения через кварц внутрь горелки требуется от 1000 до 2000 ч, что вызывает второе повышение напряжения зажигания при низкой температуре. По мере дальнейшей «очистки» от водорода напряжение зажигания вновь понижается.
Решение всех этих проблем, в основном, сводится к одному: к обеспечению отсутствия водорода. Это требует тщательного контроля за всеми стадиями производства с тем, чтобы обеспечить минимальное загрязнение вольфрама водородом, минимальную примесь влаги в сильно гигроскопичных иодидных химикатах и минимальное выделение водорода из деталей внешней колбы. Обеспечение высококачественного контроля явилось важнейшим фактором в освоении успешного производства металлогалогенных ламп.
10-3. НАПРЯЖЕНИЕ ПЕРЕЗАЖИГАНИЯ
Вторая проблема, которая должна быть решена, вытекает из того, что лампы промышленного типа работают в сетях переменного тока и дважды перезажигаются за каждый период питающего напряжения. Как показывает рис. 10-3, лампа, питаемая синусоидальным током, требует более высокого напряжения для ее перезажига-ния сразу после прохождения тока через нуль, чем при любом другом фазовом угле. Следует отметить, что это по существу аналогично форме волны, показанной на рис. 2-17, за исключением того, что максимальное значение напряжения перезажигания выше и уже.
На рис. 10-4 представлена осциллограмма напряжения на лампе [Л. 10-4]. Любопытным обстоятельством, касающимся напряжения перезажигания металлогалогенных ламп, является то, что в режиме разогрева лампы оно изменяется строго в функции времени до достижения рабочего давления.
Рис. 10-3. Осциллограмма кривой напряжения металлогалогенных дуговых ламп в режиме разогрева.
251
На рис. 10-5 изображено напряжение перезажигания, измеренное на горелке, погруженной в масляную баню с регулируемой температурой, имеющее явно выраженный максимум напряжения около 200°С [Л. 10-4].
Рис. 10-4, Осциллограмма напряжения на лампе (см. рис. 10-3).
Причина такого поведения может быть также отнесена к двухиодистой ртути. После зажигания по мере разогрева горелки до ее рабочей температуры наиболее летучие разновидности, а именно ртуть и двухиодистая
Напряжение пере зажигания, В
чь-1------1-------1-----1—
О 100	200
Температура маслянноа бани°С
252
ртуть испаряются в первую очередь. При 200°С давление паров Hg составляет 2,14-103 Па (16 мм рт. ст.), а давление паров Hglz—1,07Х
Рис. 10-5. Напряжение перезажигания горелки в масляной бане в зависимости от температуры бани.
о — повышение температуры; X — снижение температуры. Повторимость показывает, что имеет место явление испарения — конденсации.
ХЮ3 Па (8 мм рт. ст.). При давлениях, более низких или равных этим значениям, дуга еще подобна дуге низкого давления, электронная температура которой выше температуры атомов газа в течение большей части полупериода, однако очень медленно снижается между полу-периодами.
При температурах, преобладающих между полупериодами, Hgl2 может захватывать свободные электроны, образуя отрицательные ионы и уменьшая число свободных электронов, способных ионизировать газ в начале следующего полупериода. В соответствии с этим те электроны, которые остались, должны образовать новые электроны и ионы при значительно более высокой скорости, для чего они должны быть ускорены до более высоких энергий электрическим полем большей напряженности. Поэтому в начале полупериода падение напряжения на лампе должно быть высоким.
При температуре выше 200°С имеют место два обстоятельства. Прежде всего при 200°С примерно все наполнение лампы, содержащее примерно 3,5 мг Hgl2, находится в газообразном состоянии, поэтому выше этой температуры плотность пара Hgl2 больше не увеличивается. Во-вторых, при повышении температуры плотность паров ртути продолжает увеличиваться вследствие -продолжающегося испарения ртути и разряд все более и более становится подобным разряду при высоком давлении. Это означает, что температура атомов газа повышается и приближается к электронной температуре. Вследствие большой массы атомов газа теплоемкость ртутного пара значительно больше теплоемкости электронного газа и понижение температуры атомного газа между полупериодами значительно меньше.
Как показывает рис. 10-6, минимальные значения температуры атомного газа и электронной температуры между полупериодами значительно больше при температурах стенки выше 200°С, чем ниже ее. Выше некоторого критического значения температуры ион 1“ теряет устойчивость и поэтому прекращается потеря электронов, связанная с образованием отрицательных ионов между полупериодами. Вследствие большего количества свободных электронов, пригодных для ионизации в начале следующего полупериода, значительно снижается падение напряжения, необходимое для восстановления проводимости дуги.
253
Рис. 10-6. Электронная 1еМ-пература и температура атомного газа в зависимости от фазового угла (схематически). По мере повышения температуры стенки (а следовательно, и полного давления) минимальная температура между полупе-рнодами повышается.
/ — ток; 2 — электронная температура; 3 — температура атомного газа.
Критическое влияние минимальной температуры (между полу-периодами означает, что максимальное зна
чение напряжения перезажигания лампы резко зависит от формы разрядного тока. В частности, следует избегать
длительных промежутков времени с малым током между полупериодами или отсутствием его (пауз тока), так как при этом минимальная температура между полупериодами может оказаться значительно более низкой и вызвать поэтому усиление процесса образования отри
цательных ионов и повышение «всплесков» напряжения
перезажигания.
На рис. 10-7 показана типичная форма тока лампы, работающей с выпускаемыми ПРА. Причины такого искажения формы тока будут пояснены в гл. 12. Про
межутки времени, соответствующие малому значению тока у заднего фронта полупериода, рассматриваются
Рнс. 10-7. Форма тока в лампах, работающих со стандартным ПРА.
как «паузы тока».
На рис. 10-8 представлены значения максимального напряжения перезажигания для ламп, работающих в цепи, форма тока которой имеет вид, показанный выше, и в которой пауза и ток в течение этой паузы регулировались независимо. Ясно, что напряжение,
254
необходимое для перезажигания лампы, возрастает с увеличением длительности пауз и особенно значительно с уменьшением тока в течение паузы.
Явление, связанное с напряжением перезажигания, представляет собой проблему, так как лампа гаснет, если напряжение, необходимое для перезажигания, вы-
Рис. 10-8. Максимальное напряжение перезажигания ламп, работающих в цепи, форма тока в которой имеет вид, показанный вверху рисунка. В качестве параметра принят ток через 1/4 мс от точки перехода тока через нуль, выраженный в процентах тока синусоидальной формы того же максимального значения и при том же фазовом угле.
ше напряжения, которое обеспечивается ПРА. Лампа работает в режиме периодического зажигания и погасания. Она включается, нагревается в течение 15—20 с до достижения стенками колбы температуры 200°С и гаснет вследствие чрезмерного напряжения перезажигания; затем она охлаждается, вновь зажигается, и процесс повторяется. Это является главной причиной незажигания
металлогалогенных ламп, работающих с ПРА, предназначенных для ртутных ламп. У многих из этих ПРА форма тока сразу после зажигания лампы соответствует показанной на рис. 10-9; между пиками тока имеются паузы длительностью в 5—6 мс, когда ток мал. Такая форма тока обусловливает необходимость иметь высокое напряжение перезажигания, которое невозможно получить от ПРА
Рис. 10-9. Зависимость формы тока от фазы в лампе, работающей с типовым ПРА неизменной мощности для ртутных ламп сразу после зажигания.
255
Значение этого явления, очевидно, зависит от количества Hgl2 в лампе; лампы, не имеющие свободного Hgl2, характеризуются менее высоким напряжением перезажигания. Однако замечания, приведенные в §10-2 в отношении вероятности отсутствия в горелке Hgl2 в течение всего срока службы лампы, применимы и к данному случаю, поэтому, по мнению автора, ПРА должен быть рассчитан так, чтобы он создавал такое напряжение перезажигания, которое обеспечивало бы максимальное напряжение перезажигания при наиболее вероятном содержании Hgl2 в лампе в течение ее нормального срока службы. В гл. 12 будет рассмотрен вопрос о возможности решения этой задачи.
10-4. ЭЛЕКТРОЛИЗ
В металлогалогенных лампах применяется то же включение зажигающего электрода последовательно с сопротивлением, что и в ртутных лампах (см. рис. 6-15), и они также подвержены электролизу. В действитель-сти же они еще больше подвержены электролитическому разрушению впая, так как все они содержат иодиды щелочных металлов. Эти иодиды могут конденсироваться в закатодной области и вызвать обильное поступление щелочных ионов, внедряющихся в кварц вблизи молибденового фольгового ввода электрода. Эта большая концентрация щелочи вследствие наличия отрицательных потенциалов на фольге ввода зажигающего элек-
трода, перемещается к фольге, в результате чего впай разрушается за несколько сотен часов работы.
Для предотвращения этого явления были разработаны различные варианты исполнения зажигающего электрода, однако ни один из них до сего времени не дал
Рис. 10-10. Биметаллический выключатель для предотвращения разности потенциалов постоянного тока между зажигающим электродом и катодом.
1 — основные электроды; 2 — биметалл при повышении температуры перемещается в направлении, показанном стрелкой; 3 — зажигающий элею трод; 4 — резистор.
250
положительного результата. Единственное решение заключалось в обеспечении с помощью внешних средств отсутствия разности потенциалов между зажигающим электродом и катодом. Одним из обычно используемых средств является применение биметаллического выключателя, который после разогрева лампы осуществляет короткое замыкание ввода зажигающего электрода и катода [Л. 10-5].
Как представлено на рис. 10-10, при холодной лампе биметаллический выключатель разомкнут и зажигающий электрод работает нормально в режиме зажигания. При разогреве лампы повышение температуры вызывает замыкание биметаллического выключателя, в результате чего происходит короткое замыкание зажигающего электрода и катода. Расчет таких выключателей весьма критичен, так как они должны быстро нагреться и за-' икнуться в течение 30 с независимо от положения лампы; однако они могут быть нагреты только до такой температуры, при которой их биметаллические свойства сохранялись бы в течение длительного срока службы.
Одним из приемов, который с успехом решает эту задачу, является применение полупроводникового диода, постоянно включенного между зажигающим электродом и катодом так, что при прямом направлении тока потенциал зажигающего электрода отрицателен [Л. 10-6]. При использовании такой схемы зажигающее напряжение может быть подано на зазор между зажигающим электродом и катодом только в течение положительных полупериодов, и это, как будто, не оказывает вредного влияния на зажигание лампы. При отрицательном потенциале на зажигающем электроде диод замкнут накоротко. Так как при этом имеется весьма малая вероятность появления положительного потенциала на зажигающем электроде, то диод предотвращает появление напряжения постоянного тока между зажигающим электродом и катодом и снимает проблему электролиза.
Другой способ снижения возможности повреждения впая за счет электролиза заключается в исключении таких положений горелки, при которых ее конец с зажигающим электродом находился бы внизу. Располагая горелку так, чтобы ее конец с зажигающим электродом находился на одном уровне с другим концом или над последним, можно свести к минимуму наличие конденсата иодида щелочных металлов в области ввода у кон-17—69	257
ца горелки, в котором находится зажигающий электрод. Этим обеспечивается уменьшение в указанной зоне количества щелочных попов, вызывающих электролиз. Все фирмы, производящие металлоиодидные лампы, выпускают любой тип ламп в двух вариантах: цоколем, находящимся вверху, и цоколем, находящимся внизу. В варианте с цоколем, находящемся вверху, горелка размещается так, что ее конец с зажигающим электродом находится вблизи от цоколя, а в варианте с цоколем, находящимся внизу, она размещается так, что ее конец с зажигающим электродом удален от цоколя. Оба варианта могут работать в горизонтальном положении; однако для работы в горизонтальном положении предпочтительнее вариант с цоколем вверху, так как при этом арматура лампы проще и имеет меньше спаев.
10-5. ПРОЦЕССЫ ПОТЕРИ НАТРИЯ
Как упоминалось в гл. 8, все промышленно выпускаемые металлоиодидные лампы, за исключением ламп «БОК», изготовляемых фирмой «Вестингауз», содержат иодид натрия в качестве одного из инградиентов наполнения горелки. Одно из давно обнаруженных нежелательных явлений, связанных с применением этого соединения, заключается в том, что натрий избирательно убывает из наполнения горелки, оставляя иод. Это оказывает разрушительное влияние, поскольку Nal представляет собой одно из соединений, которое добавляется в большом избытке, как это было описано в гл. 8. Более чем 99% Nal, содержащегося в горелке, обычно конденсируется на стенках. Выделяющиеся атомы натрия из этого соединения освобождают иод, который обязательно должен находиться в парообразной фазе. В этой фазе он может образовать Hgh со всеми нежелательными последствиями, присущими этому соединению.
Убыль натрия оказалась несколько неожиданной, так как термохимические расчеты показывали, что Nal не должен был бы существенно взаимодействовать с кварцем. Ожидалось, что в кварце будут раствррены всего несколько промилей Nal. Измерения скорости реакции Nal, проведенные в нагретых кварцевых трубках, показывали, что эта реакция не должна была повлечь за собой значительной потери натрия. Несмотря на это, самые ранние испытания ламп, проведенные фирмой 258
«Сильвения», показали, что скорость убыли атомов натрия из наполнения горелки составляет около 1—2 мкг/ч, что при наполнении выпускаемых в то время ламп «Ме-талларк», состоящем из тория, таллия и натрия, было достаточно для вывода ламп из строя в течение 500 — 1000 ч.
Существенным различием между нагретыми кварцевыми трубками и лампами является наличие электрических потенциалов на последних. Следовательно, можно было полагать, что электролитические процессы возможно являются причиной потерь натрия. Так как электролитический расход натрия обязательно связан с наличием напряжений постоянного тока, то в первую очередь возникает вопрос: что является первоисточником напряжения постоянного тока? Совершенно убедительно было показано в [Л. 10-7], что причиной является «арматура», в которой установлена горелка.
Исследование имело два аспекта: во-первых, подтверждение того, что арматура создает однонаправленную разность потенциалов, в результате чего поверхность горелки становится электроотрицательной, и, во вторых, подтверждение, основанное на использовании радиоактивного натрия Na22, что эта разность потенциалов обусловливает ускоренный расход натрия.
Обычно для всех металлоиодидных ламп применялась та же арматура, что и для ртутных ламп; примером является рис. 6-4. Так называемые боковые стержни рамы являются токопроводящими, и через них ток от цоколя лампы подводится к электроду на противоположном конце горелки. Так как лампа работает на переменном токе, то упомянутые боковые стержни поочередно оказываются под положительным и отрицательным потенциалами по отношению к ближайшему к цоколю электроду и по отношению к находящейся против них поверхности горелки. Боковые стержни интенсивно облучаются УФ лучами, излучаемыми горелкой и как следствие этого излучают фотоэлектроны.
Как показывает рис. 10-11, в течение полупериода, когда боковые стержни отрицательны, фотоэлектроны притягиваются к положительной поверхности горелки. Они доходят до нее, собираются на ней и не могут сойти с нее куда-либо, так как кварц является изолятором. В течение другого полупериода, когда боковые стержни положительны, фототок отсутствует.
17*
259
г
Рис. 10-11. Схематическая диаграмма фотоэлектрической эмиссии с боковых траверз арматуры, показывающая, как фотоэлектроны заряжают поверхность кварцевой горелки.
1 — кварцевая горелка; 2 — боковые стержни (траверзы) арматуры; е — фотоэлектроны, излучаемые стержнями (траверзами).
Кварц является очень плохим излучателем длин волн, для которых он прозрачен, и поэтому любое излучение, которое высвобождало бы фотоэлектроны с наружной поверхности, должно бы-кварцевую стенку горелки; поэтому доходят до поверхности горелки, не обратно, пол у пер иоде, когда боковые стерж-отрицательными, к электронам, уже
ло бы пройти через электроны, которые могут возвратиться При следующем ни вновь становятся имеющимся на наружной поверхности, добавляются новые, и это продолжается до тех пор, пока поверхность не окажется под потенциалом, почти столь же отрицательным, как и наиболее отрицательный потенциал на находящемся против нее боковом стержне. Лишние фотоэлектроны отталкиваются от отрицательной поверхности горелки; они могут дойти до нее только по мере утечки с нее старых.
Поверхность горелки разряжается в первую очередь за счет проводимости через кварц, которая при температурах обычных горелок является почти исключительно ионной. Ионы являются, в основном, ионами Na+, растворенными во внутренней поверхности кварца равновесно с Nal. Ионы натрия при этих температурах подвижны в кварце и в электрическом поле постоянного тока притягиваются к отрицательно заряженной наружной поверхности стенки горелки. При достижении наружной поверхности ион Na+ может захватить один из свободных электронов, образующих отрицательный поверхностный заряд, и создать свободный атом натрия. Так как упругость паров натрия при температуре наружной поверхности горелки составляет несколько атмосфер, то любой образующийся таким образом атом почти мгновенно испаряется.
260
Рис. 10-12. Схема измерения фотоэлектронного тока в горелке.
заряда и ионного тока
Вследствие наличия фотоэлектрического отрицательного заряда на наружной поверхности горелки равновесие между Nal и S1O2 на внутренней поверхности непрерывно нарушается. Равновесие при обычных для стенок горелок температурах обусловливало бы необходимость иметь 5—10 миллионных частей ионов Na+, растворенных в SiOs, находящейся в контакте с Nal. Однако по мере растворения этих ионов они притягиваются к наружной поверхности и расходуются и, следовательно, тем большее количество Nal должно диссоциировать для поддержания равновесия между Nal и S1O2. Следовательно, фотоэлектрический процесс селективно отсасывает натрий из полости горелки, оставляя в ней иод.
Наличие фотоэлектрического
через стенку горелки было продемонстрировано при помощи схемы, показанной на рис. 10-12. Горелка 1 была установлена так, что все токоведущие проводники были окружены металлическими экранами 2. Эти металлические экраны имели отрицательное смещение 3—6 В относительно металлического стержня 4, так что фотоэлектроны, испускаемые стержнем, не могли достигнуть экрана или дойти до токоведущих проводников, питающих лампу.
Единственным возможным путем для непрерывного постоянного тока в виде фотоэлектронов между стержнем 4 и поверхностью горелки 1 был путь через стенку последней за счет ионной проводимости, через дугу к электродам и далее через средний отвод балласта, образованного двумя резисторами 5 с сопротивлением 100 кОм, а затем через регулируемый резистор 6 к гальванометру 7. Горелка, стержень и экран заключены в стеклянную оболочку 3.
261
На рис. 10-13 показаны постоянные токи, измеренные гальванометром, в функции от постоянного потенциала на стержне относительно среднего отвода балласта (и, следовательно, средней точки дуги). Положительным направлением считается фотоэлектронный ток, выходящий со стержня. Следует отметить, что при потенциале, равном нулю, фототок со стержня положителен и он не спадает до нуля до тех пор, пока напряжение на стержне составляет +100 В, т. е. более положительно, чем любая находящаяся под положительным
потенциалом и расположенная против него часть горелки. Следует также отметить наличие строгой зависимос-
ти между измеренным током и положением стержня. Фототок значительно больше в случае, когда стержень находится над горизонтально горящей горелкой, чем когда он находится под ней. Это означает, что фактором, ограничивающим ток, является не фототок, а ионная проводимость SiO2. Так как в верхней части горизонтально горящей горелки температура выше, проводимость здесь выше, чем в ее нижней части.
При первоначальном представлении этой работы
Фототок
-0,01
Потенциал стержня, в
Рис. 10-13. Фотоэлектрический ток, измеренный при помощи схемы, изображенной	иа
рис. 10-12, в зависимости от напряжения смещения	на
стержне (траверзе).
основное возражение, выдвинутое против нее, заключалось в том, что измеренные значения фототока были слишком малы для того, чтобы подтвердить, что они действительно являются причиной тех скоростей расхода натрия, которые обычно имеют место в лампах. В круглых цифрах ток в 1 мкА переносит 1 мкг натрия в час; измеренные значения фототока составляли всего 0,02 — 0,05 мкА, т. е. были в 20 — 50 раз меньше. Ключом к этому является упомянутое выше обстоятельство, заключающееся в том, что ограничивающим фактором являлась ионная проводимость кварца. Измерения проводились с горелками, полное рабочее время которых составляло небольшое количество часов, содержание Na+ в кварце было небольшим по сравнению с содержанием
262
самого кварца. При большей длительности старения, что было невозможно при используемой конструкции, большее количество Na+ поступило бы в кварц из Nal и проводимость была бы выше. Более того, весьма вероятно, что горелки не работали при нормальных для них температурах, поскольку давление газа во внешней колбе было атмосферным, а не ниже атмосферного, как это обычно имеет место. Следовательно, в действительных лампах по истечении нескольких сотен часов горения фотоионный ток несомненно достигает уровня микроампера, необходимого для подтверждения имеющего место расхода натрия.
Рис. 10-14. Схема с указанием участков горелки, работающей в горизонтальном положении.
Л — откачной шкчпель; 5- участки /--3 баллона: В - участки 9—16 баллона; Г — концевые участки; Д — боковые стержни (при наличии таковых) расположены в горизонтальной плоскости против участков 3 я 7, 11 и 15.
Для того чтобы подтвердить, что боковые стержни арматуры действительно являются основной причиной процесса потерь натрия, был проведен опыт с радиоактивным Na2z в виде Nal, добавленным к нормальному содержанию Nal в горелке. Эти горелки были армированы тремя различными методами: одна пара была смонтирована без боковых рамных стержней, другая пара была установлена в раму с боковыми стержнями, расположенными на расстоянии 1 мм от стенки горелки, и третья была смонтирована внутри клетки из вольфрамовой проволоки, на которую было подано смещение + 150 В постоянного тока относительно горелки. Все горелки в состоянии горения находились в горизонтальном положении с штенгелем, обращенным вверх, и боковыми стержнями рамы в случае их наличия, размещенными в горизонтальной плоскости против участков 3 и 7, 11 и и 15 (рис. 10-14).
Лампы работали в течение различных периодов времени и были затем разобраны для анализа распределе-263
ния Na22. Сначала посредством сцинтилляционного счетчика был определен остаток Na22 в горелке; путем сравнения с первоначальным отсчетом был определен расход Na22 (а следовательно, и всего натрия) в горелке. Затем было определено содержание Na22 во всех деталях рамы, в деталях внешней колбы и в стекле. Так как до испытания ламп весь Na22 находился исключительно внутри горелки, то любое содержание Na22, обнаруженное в деталях внешней колбы или в стекле, могло проникнуть на них исключительно через кварцевые стенки горелки.
Таблица 10-1
Зависимость интенсивности потерь натрия от монтажа горелки
Тип арматуры	Скорость потерь (проценты начального содержания в горелке через 1000 ч)
Близкорасположенные боковые стержни Без боковых стержней Клетка с’ приложенным к ней обрат-£ным смещающим напряжением	100 10 3
Наконец, сама горелка была вскрыта с одного конца, растворимое содержание ее было удалено путем промывки разбавленной соляной кислотой и остаток Na22 был определен повторным подсчетом. Таким образом, было определено полное количество натрия из первоначального наполнения, растворенное в кварце. Затем горелка была разрезана на 18 частей, как это схематически показано на рис. 10-14. Эти части были защищены с одной стороны путем покрытия парафином и подвергнуты травлению в 60% НЕ в течение примерно 3 ч, в результате чего их толщина уменьшилась примерно в 2 раза. Затем было подсчитано содержание Na22 как в травильном растворе, так и в кусках стекла.
Таблица 10-1 иллюстрирует интенсивность потерь натрия в лампах трех типов, в то время как табл. 10-2 показывает распределение натрия в разных лампах. Следует отметить значительное различие скоростей потерь натрия в лампах трех исполнений, в пределах от 100%/1000 ч в конструкции с близко расположенными боковыми стержнями до 3% /1000 ч в конструкции с обратным смещающим напряжением постоянного тока. 264
Таблица 10-2
Расположение потерянного натрия нобле работы лампы
Тип арматуры	Число часов работы	Натрий; (проценты начального содержания натрия в горелке)	
		в кварце	во внешней колб е
близко расположенные боковые	168	2,0	16,0
стержни	600	1,8	41,0
Вез боковых стержней	1000	2,0	10,0
	2000	1,7	17,3
Клетка с приложенным к ней	3000	2,1	9,1
обратным смещающим на-	5000	1,5	12,5
пряжением			
Следует, однако, отметить, что около 20% начального содержания натрия было обнаружено в стенках кварцевой горелки всех этих трех ламп. Таким образом, эти данные подтверждают предположение, что содержание натрия в кварце невелико и определяется, в основном, химическим равновесием с Nal внутри горелки, в то время как потери натрия зависят от факторов, внешних по отношению к горелке.
Даже более характерными с этой точки зрения были результаты подсчета содержания Naja в отдельных частях горелки. На рис. 10-15 показано содержание натрия в различных участках внутренней и внешней половин одной и горелок, смонтированной с близко расположенными к ней боковыми стержнями. Следует отметить явно выраженные максимумы содержания натрия в участках 3, 7, 11, 15, расположенных против боковых стержней. Можно также отметить наличие большего количества натрия на внешней поверхности этих участков, чем на их внутренней поверхности. Эти данные показывают, что натрий проникает изнутри наружу в большей степени вблизи от боковых стержней.
В отличие от этого на рис. 10-16 показано распределение натрия в частях горелки одной из ламп, монтированных в арматуре без боковых стержней, а также горелки одной из ламп, размещенной в клетке, к которой приложено обратное смещающее напряжение постоянного тока. При этом были обнаружены самые низкие
265
Рис. 10-15. Распределение натрия в участках баллона одной из горелок, монтированной с близко расположенными к ней боковыми стержнями арматуры.
-------концентрация натрия иа наружной половине кварца;------на внутренней половине.
Рис. 10-16. Распределение натрия в участках баллона одной из горелок, монтированной без боковых стержней (а), и монтированной внутри клетки, находящейся под положительным напряжением смещения (б).
------ — концентрация натрия снаружи;	— внутри.
уровни содержания натрия, причем примерно при одинаковых уровнях
содержания натрия как внутри, так и снаружи. Содержание натрия в кварце максимально в частях 5 и 13 (рис. 10-14), т. е. в нижней части горизонтально горящей горелки, где располагается -конденсат Nal.
Сравнивая результаты экспериментальных наблюдений количеств Na22 и измерений фотоэлектрического тока, можно с достаточной убедительностью считать, что потери натрия, в основном, обусловливаются фотоэлектрической эмиссией с боковых стержней рамы. В соот
Рис. 10-17. Фотогра-фия «бсзрампой» арматуры горелки.
ветствии с этим все современные лампы выпускаются фирмой «Силь-вения» в «безрамном» исполнении [Л. 10-8]. Фотография этих ламп приведена на рис. 10-17, на которой видно, что против горелки нет
боковых стержней; обратным токопроводом от противо-
положного цоколю электрода служит отрезок тонкой вольфрамовой проволоки, едва видимый на рис. 10-17 и
Рис. 10-18. Потери натрия в зависимости от времени работы в горизонтально горящей разрядной трубке, смонтированной в «безрамной» конструкции рис. 10-17. Так как нарушение работы лампы, вызванное этим процессом, начинает проявляться при потере примерно 33% натрия, продолжительность горения лампы может превышать 10 000 ч.
расположенный во внешней колбе, насколько это возможно вдали от горелки. Показанная здесь конструкция является более совершенной по сравнению с безрамной конструкцией, использованной в экспериментальных работах фирмы «Сильвения».
267
На рис. 10-18 представлена зависимость потерь натрия от срока службы в лампах с арматурой такой конструкции, горящих в горизонтальном положении.
Интересно, что лампа в безрамном исполнении имеет очень мало или даже не имеет никаких преимуществ в случае вакуумной внешней колбы. В значительной мере успех такого исполнения обусловлен наличием молекул газа между обратным токопроводом и стенкой горелки, препятствующих поступлению фотоэлектронов на горелку, несмотря на расстояние. Результаты измерения фотоэлектрического тока в схеме по рис. 10-12, где применена вакуумная внешняя колба, показывают, что фототок со стержня, размещенного на расстоянии в 7,6 см от горелки, больше фототока со стержня, находящегося от нее на расстоянии 12,5 мм в атмосфере азота.
10-6. ПОТЕРИ ДРУГИХ МЕТАЛЛОВ
Автору из литературы известно только одно исследование потери металла из иодидных соединений в лампах. Слегг [Л. 11-9] измерял потери таллия в лампах, содержащих T1I, и установил, что они составляют около 1 мг/2500 ч, т. е. примерно в 2 раза больше того, который можно было бы ожидать исходя из термохимических соображений. Слегг приписывает это несоответствие фотодиссоциаций ТП у стенки горелки за счет УФ излучения горелки, вызывающего повышенное взаимодействие между таллием и кварцем.
Небезынтересно отметить, что ионы любого другого металла, которые растворяются в кварце, оказываются под воздействием тех же электрических сил, которые переносят натрий на наружную поверхность; однако вследствие большего радиуса ионов почти всех других металлов их движение под действием этих сил будет на порядок меньше. Однако, если они переносятся с внутренней поверхности кварца в любой степени, будет иметь место то же нарушение химического равновесия, которое наблюдалось в случае с натрием. Наличие электрических полей в кварце до некоторой степени усиливает взаимодействие между иодидами любых металлов и кварцем, даже несмотря на то, что ионы металлов велики и сравнительно неподвижны. Более того, присут-268
ствие в кварце ионов тяжелых металлов будет вызывать более вредный эффект в отношении температурного коэффициента его расширения, чем натрий. Кроме того, ионы тяжелых металлов, доходящие до наружной поверхности, не будут испаряться, как натрий.
Следовательно, наличие электрических полей постоянного тока в кварце может вызвать аккумулирование тяжелых ионов в кварце в дополнение к потерям натрия из горелки. Вполне возможно, что устранение этого аккумулирования являлось столь же значительным результатом безрамной конструкции, как и устранение потерь натрия.
Так или иначе, введение безрамной конструкции привело к увеличению срока службы лампы мощностью 400 Вт с 1000—1500 ч более чем до 10 000 ч.
Глава одиннадцатая
ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ МЕТАЛЛОИОДИДНОЙ ДУГИ
11-1. ВВЕДЕНИЕ
Название этой главы несколько претенциозно, так как оно обещает больше того, что в действительности является ее содержанием. Фактически здесь будут рассмотрены первые попытки создания теоретических предпосылок, обосновывающих данные опыта. Вследствие сравнительной новизны этой области она в очень малой степени освещена в литературе, и большая часть этой главы основывается на двух неопубликованных работах. Одна из них, выполненная Ван-Уормером, Ганглом и автором [Л. 11-1], касается термохимии дуги и была представлена в виде доклада на заседании Электрохимического общества в 1965 г.: другая работа, выполненная автором [Л. 11-2], была представлена в виде доклада на симпозиуме по дуге высокого давления на Двадцать второй конференции по электронике в 1969 г. и касалась вопроса о температуре дуги.
Тот факт, что между этими двумя работами нет никакой связи, является первым из многих сверхупрощений, которые нуждаются в разъяснении при решении этой сложной проблемы. Ван-Уормеру требовались данные о распределении температуры по радиусу, на котором основывались его расчеты; автору требовались результаты определения распределения температуры по радиусу. Полная теория должна основываться на значениях концентрации соединений, имеющихся в холодной горелке, и силы тока, при котором горелка начинает работать; все остальное должно быть вычислено. Это, однако, больше того, что может дать общепринятое понимание проблемы. Таким образом, расчеты, приведенные в данной главе, следует рассматривать только как предварительные попытки подхода. Однако они оказались неожиданно успешными в отношении выявления существенных результатов и вселили большую уверенность в правильности качественного понимания металлоиодидной дуги.
269
11-2. ХИМИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ
Одним из основных вопросов, который возник при первоначальных исследованиях, касающихся металлоиодидных дуг, заключался в том, диссоциированы ли введенные добавки или же следовало задуматься над наличием в дуге молекулярных компонент. Ван-Уор-мер подошел к этому вопросу с токи зрения термодинамики, предположив, что локальное термическое равновесие в дуге может быть также приложено и к химическим процессам. Эта предпосылка применима в том случае, когда перенос массы за счет диффузии и конвекции мал по сравнению со скоростями диссоциации и рекомбинации. При давлениях в несколько атмосфер, используемых в таких дугах, диффузией, конечно, можно пренебречь, однако оказалось, что пренебречь конвекционными потоками, как это сначала предполагалось, нельзя. Ввиду отсутствия лучших данных о температуре дуги Ван-Уормер использовал данные Эленбааса о радиальном распределении температуры в ртутной дуге (см. рис. 6-6).
Системой, которая в то время представляла наибольший интерес, являлась смесь иодидов тория, таллия и натрия, вводимая в виде добавки в ртутную дугу. Для этой системы имеются 12 разновидностей химических соединений и элементов, связанных между собой семью химическими реакциями, в которых предполагается, что все компоненты находятся в паровой фазе:
Hg +12	Hgl2;	(ii-i)
Hg + ’/г12 Z	IHgl:	(11-2)
h	: I;	(11-3)
Na + ’, 2 I2 J	7 Nal;	(П-4)
ti + 72i2	Z7 TH;	(H-5)
Th + 21г £	1 Th I4;	(H-6)
Th + 3/212 77	:Thi3.	(H-7)
Вычисление 12 равновесных парциальных давлений при различных радиусах (и, следовательно, различных температурах) для заданного числа рабочих условий требует равного числа независимых уравнений между парциальными давлениями. Семь из них, по одному для каждой из данных реакций, основаны на соображениях о химическом равновесии, при котором равновесные парциальные давления имеющихся компонент данной реакции связаны с зависящей от температуры постоянной равновесия (Т) для этой реакции. Например, рассмотрение шестой реакции дает:
“ЛИГ = [«/, (ЛЬ,
Рп (PiJ
где р с индексами означают подлежащие определению равновесные парциальные давления соответствующих этим индексам компонент, а индекс 6 при Кр(Т) относится к постоянной равновесия для шестой реакции.
Отметим, что парциальные давления компонент, приведенных в правой части реакций, находятся в числителе, а приведенных в левой части — в знаменателе. При этом они появляются в виде произведений парциальных давлений для каждой из компонент в сте-270
пени, равной стехиометрическому коэффициенту, стоящему перед ней в приведенных выше реакциях. Например, парциальное давление молекулярного иода р^ входит с показателем степени 2, который является также его коэффициентом в шестой реакции.
Для идеальных газов (допустимая предпосылка для этих вычислений) Кр для каждой реакции не зависит от давления и концентрации и изменяется только с температурой в соответствии с термодинамической зависимостью
Kp=K',e-iF’‘lRT,	(11-8)
где Т — рассматриваемая температура, К; R— газовая постоянная идеального газа [1,987 кал/(г-моль-К)]; AFo— изменение свободной энергии, связанное с превращением компонент левой части в их нормальном состоянии в компоненты правой части в их нормальном состоянии; Ко — постоянная, которая определяется в зависимости от нормальных состояний компонент, участвующих в реакции. Таким образом, Ко относится к определенным стандартным состояниям компонент, в качестве которых, при отсутствии специальной оговорки, приняты чистый газ при давлении 105 Па (1 атм) и температуре реакции. Постоянная Кр не является безразмерной и имеет размерность, характеризующую единицы, используемые для нормальных
Рис. 11-1. Постоянные равновесия КР = Коехр (~AFn/RT) для реакций (11-1)—(11-7).
271
состояний. Это должно учитываться при использовании рассматриваемых зависимостей равновесия. Например, для шестой реакции [уравнение (11-6)] размерностью для Кр(Т) является [атм~2].
Требование баланса масс приводит к появлению четырех дополнительных уравнений, которые учитывают относительные количества элементов, введенных в лампу, как это предусмотрено для каждой серии расчетов. Если в качестве основного вещества, от которого зависят количества других элементов, использована ртуть и для иллюстрации выбран, например, торий, то получается следующая зависимость:
/'ть + Ргь it + Рп ia _ грамм-атом введенного Th .
₽ng + ftig I, + PHg I ~ грамм-атом введенной ЬН£Ж‘‘ < ’
Здесь атомное отношение двух элементов, введенных в систему, принято повсюду в лампе постоянным. При использовании (11-9) должны быть учтены все формы элемента как в свободном состоянии, так и в виде соединений. Для натрия, иода н таллия могут быть составлены еще три уравнения, подобные (11-9).
Последнее уравнение получено с учетом -^требования, что суммарное давление, равное сумме отдельных парциальных давлений 12
т. е. р.= 2 рп, также должно быть постоянным» не зависящим от 71=1
радиуса
Постоянные равновесия, полученные из свободных энергий, приведенных для реакций (11-1)—(11-7), представлены на рис. 11-1 [Л. 11-3, 11-4]. Используя эти константы и принятые значения температуры, Ван-Уормер решил систему из 12 уравнений для каждой из 12 компонент для ряда радиальных положений в дуге. Эти вычисления были затем повторены для широкого диапазона суммарных давлений, отношений иода и ртути и различных количеств добавок в виде иодида тория, иодида таллия и иодида натрия.
Результаты термохимических вычислений
На рис. 11-2—11-4 приведен ряд таких результатов [Л. 11-1]. На рис. 11-2 представлены результаты вычислений для суммарного давления, равного 4-105 Па (4 атм), в системе, состоящей только нз иода и ртути с атомным отношением 0,4. Из этого рисунка вытекают два положения. Первое заключается в полной диссоциации молекулярных компонент в средней части горелки, занимающей 85% диаметра. Вторым является явно выраженный максимум давления молекулярного иода 12 при г/ге около 0,92. Конечно, присутствия молекулярного иода следует избегать в лампах, которые должны использоваться как источники света вследствие высокой поглощательной способности видимого света его парами.
На рис. 11-3 показана часть результатов вычислений, относящихся к смеси иодидов тория, таллия, натрия и ртути при суммарном давлении в 4-Ю5 Па (4 атм) и полном отношении иода к ртути, равном 0,4. На рис. 11-3 для ясности не показаны кривые парциального давления всех комбинаций компонент. Как видно, в средней части горелки, занимающей 75% ее диаметра, парциальные давления паров всех парообразных компонент металлов, в основном, по-1272
Рис. 11-2. Распределение компонентов в системе, содержащей только ртуть и иод с суммарным давлением 4-105 Па (4 атм) и отношением I: Hg—0,4 [Л. 11-1].
Рис. 11-3. Распределение компонентов в системе, содержащей торий, таллий, натрий, ртуть и иод при суммарном давлении 4-105 Па (4 атм) и отношении I:Hg = 0,4 [Л. 11-1].
18—69	273
Отношение иода н ртути
Рис. 11-4. Зависимость максимального давления молекулярного иода 12 от отношения I: Hg при суммарном давлении 3- 10s Па (Затм).
етоянны, следовательно, Можно с достаточной степенью приближения считать, что молекулярные компоненты в этой области все полностью диссоциированы. Область полной диссоциации соответствует тем участкам столба ртути, температура которых выше 2900 К. Так как при более низких температурах степень ионизации и возбуждения для большинства этих компонент (за исключением натрия) мала, то в первом приближении можно принять, что дуга горит в смеси паров металлов и иода. Это подтверждается экспериментально тем, что наблюдается лишь очень
слабое излучение молекулярных компонент этих дуг. Заметным исключением является Hgl, которая излучает полосу молекулярного спектра около 445 нм, часто наблюдаемую в таких дугах, с интенсивностью, которая зависит от отношения I : Hg. Из рис. 11-2, следует, что парциальное давление компоненты Hgl имеет заметное значение в большей части горелки.
Как видно из рис. 11-3 вычисленное максимальное давление 12 примерно равно показанному на рис. 11-2.
На рис. 11-4 показано максимальное значение давления молеку-
лярного иода, вычисленное для дуги при суммарном давлении 3-105 Па (3 атм) для разных значений отношений I: Hg. При больших значениях отношения I: Hg максимальное давление настолько высоко, что можно ожидать значительного поглощения излучения. Следовательно, результаты подтверждают наблюдения, приведенные в гл. 9, относящиеся к влиянию отношения I: Hg на световую отдачу ламп.
Наконец, необходимо отметить, что вычисления предполагают наличие только газообразных компонент в любой точке столба дуги. Ван-Уормер установил, что при некоторых условиях и составе наполнения вычисленные парциальные давления паров металлического тория для определенного радиуса могут превышать давления паров тория при соответствующих температурах. Это приводит к мысли, что в этой области образуется конденсированная фаза, возможно в виде капелек металла. Так как эта фаза не была включена в вы-
числения, то результаты вычисления можно считать несостоятельными; одиако, несмотря на это, они указывают на наличие ограничительного условия, которое должно быть устранено. Наблюдалось образование конденсированной фазы в виде тумана из капелек металла, оно может вызвать перенос металла к стенке горелки за счет конвекции в условиях, при которых нельзя было бы ожидать какого-либо осаждения металла на стейках горелкн исходя только из условий равновесия. Осаждение металлического тория на стенках горелки должно быть предотвращено любой ценой, так как оно обычно приводит к повреждению кварца и, возможно, к осаждению кварца на электродах со всеми вытекающими из этого проблемами, рассмотренными в гл. 10.
274
Аналогичные выводы из термохимических вычислений были также опубликованы Кайером, Якобсом и Толем для системы из индия, таллия и натрия, рассчитанной для определенного температурного профиля с максимумом 4700 К [Л. 11-5]. Когда эта работа была представлена, Ван-Уормер высказал ряд критических замечаний в отношении выбранных значений распределения температуры по радиусу. По твердому убеждению автора эта критика неубедительна. То обстоятельство, что при принятых значениях температуры парциальные давления металла не зависят от радиуса в области, занимающей 75% диаметра горелки, означает, что уточнение значения температурного профиля не имеет большого значения. Низкие значения температуры дуги, которые, как теперь установлено, имеют место в металлоиодидных лампах, могут вызвать полную диссоциацию только в центральной области, занимающей 60% радиуса дуги. В любом случае диссоциация будет полной в тех частях дуги, температура которых выше 2900 К, т. е. в тех частях дуги, в которых имеет место 95% возбуждения и ионизации.
11-3. РАДИАЛЬНОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ
а)	Введение
Целью работы, описанной в этом разделе, является получение данных, объясняющих наблюдения, описанные в гл. 9 и заключающиеся в том, что некоторые металлы, такие как торий, скандий и ряд редкоземельных металлов, вызывают при их добавке к ртутной дуге сжатие дуги, в то время как другие, такие как щелочи, оказывают противоположное влияние.
Как указывалось в гл. 6. уравнение (6-28), являющееся основным уравнением, описывающим температурный профиль в дуге высокого давления, для которой может быть принято наличие локального термодинамического равновесия (ЛТР), записывается в виде
V(—kyT)=Ph,	(11-10)
здесь Ph — чистое теплообразование в единице объема, представляет собой сумму трех слагаемых
Рь=Рс-Рг+Ра,	(11-Н)
где Ре — подводимая электрическая мощность на единицу объема; Рг — потеря на излучение в единице объема; Ра — мощность излучения, поглощаемая единицей объема.
Fla оси дуги (г=0) dT/dr должно быть равно пулю и температура должна снижаться от высокого значения на оси к более низкому на стенке; следовательно, d2l/dr2 должна быть отрицательной на осн. Рассмотрение уравнений (11-10) и (11-11) показывает, что это возможно только, если Рн положительна или (пренебрегая в данный момент поглощением) если подводимая электрическая мощность на единицу объема при температуре на оси превышает мощность потерь на излучение.
Характер решения (11-10) поэтому критично зависит от относительных зависимостей Ре и Рт от температуры. Если при понижении температуры подводимая электрическая мощность на единицу объема уменьшается медленнее, чем потеря мощности на излучение, то выделение тепла в единице объема Рн остается положительным
275
и знак выражения	—отрицательным, кривизна изменения
Т — отрицательной и ход Т—параболическим; получаются профили температуры дуг, стабилизированных стенками, такие как температурные профили ртутной лампы, полученные Эленбаасом.
Если, с другой стороны, при понижении температуры Pi уменьшается скорее, чем Рг, то при некоторой температуре, более низкой, чем температура на оси, знак Ph меняется на обратный и становится отрицательным. Следовательно, в этом случае кривизна Т в функции г, сначала отрицательная на оси, изменяет свой знак и становится положительной при некоторой более низкой температуре. Это приводит к колоколообразным, не стабилизованным стенкой температурным профилям, как это показано на рис. 6-7.
Отсюда следует, что определение поведения таких систем требует несколько более углубленного выяснения зависимости Ре и Рг от температуры. Подводимая электрическая мощность на единицу объема очевидно равна Pe=JEz, где Ег — градиент положительного столба; /—локальная плотность тока.
Так как /=еи.ер!>Ег, где пе — концентрация электронов, и,,,— подвижность электронов, то имеем Pe = ene]xeEiz.
Для целей данной работы рассмотрим дугу в смеси металлов и ртути, в которой парциальное давление металлов составляет сотые доли атмосферы, а ртути — несколько атмосфер. В соответствии с этим для подвижности электронов в парах ртути используем значение, данное Эленбаасом [Л. 11-6], остается только определить концентрацию электронов. Так как потенциалы ионизации и возбуждения добавляемых металлов, которые представляют наибольший интерес, обычно значительно ниже соответствующих потенциалов ртути, то автор полностью пренебрег ионизацией и возбуждением ртутных паров и ограничился рассмотрением ионизации и возбуждения металлов добавок. Можем выразить концентрацию электронов через уравнение Саха
п„га,- (2nmkT)3/2 —eV./kT
__=-------------е >	(11-12)
где По—концентрация атомов металла, имеющих потенциал ионизации V,; автор принял, что статистический вес иона тот же, что и атома.
Так как в плазме концентрации ионов и электронов должны быть одинаковыми, то можем подставить ni = ne в (6-11), решить для пе и получить;
1/2	, (2rmA7')3'4 ~sV^kT
Ре = еП\'\.еЕ2 - J3/2------е .	(11-13)
Отметим, что зависимость Ре от температуры в значительной мере определяется экспоненциальным членом ехр (—eVi/2kT), в котором Vi — потенциал ионизации.
Мощность потерь на излучение единицей объема может быть выражена в виде суммы членов, каждый из которых представляет собой произведение заселенности каждого возбужденного состояния атома, вероятности его излучения в течение единицы времени и энергии излучаемого им фотона. В плазме с ЛТР заселенность пк дан-276
ного возбужденного состояния может быть определена из концентрации атомов основного состояния с учетом зависимости
где g — статистический вес состояний; Vi,_— потенциал возбуждения.
Полное излучение может быть выражено в виде
-eV JkT
(11-14)
So	"hi
k
где различные символы имеют то же значение, что и в гл. 6. Однако, как отмечалось в гл. 6, эта сумма может быть аппроксимирована с достаточной точностью одним экспоненциальным выражением
Pr = n.0Ahve eV!kT.	(11-15)
На рис. 11-5 показаны кривые суммарного излучения, вычисленного Корбином [Л. 11-7] по (11-14) для двух металлов с использованием таблиц вероятностей переходов и потенциалов возбуждения Национального бюро стандартов. Можно констатировать, что результаты вычислений очень хорошо ложатся на прямые линии в полулогарифмическом масштабе. Это свидетельствует о том, что выражение (11-15) является хорошей аппроксимацией. Средние потенциалы возбуждения [определенные путем применения (11-15) к вычисленным точкам], найденные Корбином, совместно с опубликованными значениями потенциала ионизации приведены в табл. 11-1 (резонансные линии не включены).
Таблица 11-1
Средние значения потенциалов ионизации и возбуждения для разных металлов
Металл	vi	V	V/V,-
Ртуть	10,43	7,79	0,75
Таллий	6,11	3,74	0,61
Скандий	6,54	3,37	0,57
Торий	6,0(?)	3,46	0,57
Уран	6,0	3,24	0,54
Сравнение (11-15) и (11-13) показывает, что относительные температурные зависимости Ре и Рт определяются в первую очередь относительными значениями Vi/2 и V. Рисунок 11-6 схематически иллюстрирует это сравнение, как это может иметь место при заданном значении Ег. Если Vi/2 больше, чем V, то подводимая электрическая мощность имеет более резкую зависимость от температуры, чем потеря мощности на излучение. Температура на оси будет соответствовать некоторой точке А, а при более низкой температуре, соответствующей точке В, Ре будет меньше, чем Рг.
Таким образом, этот случай соответствует колоколообразным профилям распределения температуры. С другой стороны, в случае
277
(Vi/2)<R Pe в меньшей степени зависит от температуры, чем Рг-Температуры на оси соответствуют точкам С и D, и Ре ни при какой более низкой температуре никогда не может стать меньше Рг- Отметим, что имеются две температуры, при которых различие между Ре и Рг имеет заданное значение. Это значение, при котором кривая зависимости температуры от радиуса имеет на оси заданную величину. Итак, в общем случае, имеются две температуры на оси, для которых могут быть получены решения уравнения (11-10), удовлетворяющие граничным условиям dTjdr=Q на оси и температуре газа у стенки, равной температуре стенки. Этот результат был также найден для ртути Шмитцем [Л. 11-9] и Френсисом [Л. 11-10], что является хорошим примером этого случая.
Рис. 11-5. Кривые относительного выхода излучения двух металлов, определенные по (11-14) [Л. 11-8].
1 — скандий 2 — торий.
Рис. 11-6. Сравнение поведения Р„ и Рт при (К,/2)>7 и (Vi/2)<7.
Необходимо отмстить, что почти вес дуги в одноатомных газах принадлежат к типу дуг, стабилизированных стенками. Например, самый низкий потенциал возбуждения у всех инертных газов больше половинного значения их потенциала ионизации; ртуть ведет себя аналогично, так как очень сильное самоноглощение резонансной линии 253,7 нм при высоких давлениях снижает вероятность перехода с уровня 3Р| до очень малых величин. Только переходы с более высоких уровней благоприятствуют выходу излучения, что приводит к более высокому среднему потенциалу возбуждения. Следовательно, род дуги, показанный на рис. 11-6 положениями Л и В, который мы можем назвать «сжатым», пе был предварительно выявлен. Автор 278
обращает внимание на этот факт потому, что он дает ему возможность еще раз изложить свое мнение о том, что наука часто пользуется благодеяниями технологии, хотя она и сама является благодетелем.
б)	Вычисления без учета поглощения излучения
Уравнение (11-10) было проинтегрировано путем использования уравнений (11-13) и (11-15) для описания Ре и Рг при абсолютно произвольном выборе значений Vi, V, hv и А и предположении об отсутствии поглощения. Парциальное давление ртути было принято равным 0,33 МПа (2500 мм рт. ст.), а теплопроводность [Л. 11-11] и подвижность электронов [Л. 11-6] были приняты равными соответствующим значениям для ртути, установленным Эленбаасом. Далее было принято, что температура слишком низка для ионизации и возбуждения ртути; возбуждены и ионизованы только атомы до
бавленного металла, давление которого было принято равным 3,3 кПа.
Ясно, что многие из получающихся температурных профилей не соответствуют физически реализуемым_положеии-ям, так как V<, V, hv и А в действительности не являются независимыми переменными, а ограничиваются значениями, которые могут быть получены от 92 устойчивых элементов периодической таблицы. Осуществив таким путем вычисления, автор создал модель, а не теорию, задачей которой является не возможность расчета действительных температурных профилей в металлогалогенных дугах, а скорее возможность определения диапазона переменных, в пределах которого автор ожидал найти определенный характер изменений зависимостей.
Процедура вычисления при заданных входных параметрах предусматривала выбор значений для градиента потенциала в столбе и значения температуры на оси дуги. Затем уравнение (11-10) было интегрировано поэтапно. Если вычисленная температура на стенке не согласовывалась с предварительно выбранной температурой стенки горелки, то температура на оси изменя-
Рис. 11-7. Температурные профили, вычисленные для случая К=4 В, Vi=5 В для разных значений градиента потенциала в столбе. Давление ртути 0,33 МПа (2500 мм рт. ст.), давление ионизируемого металла 3,3 кПа (25 мм рт. ст.), радиус горелки 1,0 см. Следует обратить внимание на наличие двух решений для любого значения Eit кроме 34,3 В/см. Для этого значения оба решения совпадают; для любого более низкого значения Ег решение невозможно.
279
потенциала имеются два решения. Однако для значения £'г=34,3 В/см оба эти решения сливаются в одно; для более низких значений Ez решения невозможны. Расход мощности на единицу длины такой дуги увеличивается с са-
мого низкого до наиболее высокого температурного профиля; в со ответствии с этим, если Ех в функции Р строится исходя из семей ства кривых (которое приведено на рис. 11-10 в сочетании с резуль
татами из других вычислений), получаются кривые, подобные изображенным на рис. 6-10, где Ег сначала уменьшается с увеличением подводимой мощности, достигает минимума и затем вновь возрастает.
Рисунок 11-8 показывает результаты вычислений, если V, nv и А заданы, и расчеты производятся для различных значений Vi. Эти результаты выделены из большего числа рас-
Рис. 11-9. Температурные профили, вычисленные для Vr= =7 В, Г=4. В при разных значениях подводимой мощности на единицу длины. Следует обратить внимание на то, что дуга становится более сжатой с увеличением подводимой
мощности.
Рис. 11-8. Температурные профили, вычисленные для 7= =4 В и различных значений Vi и приблизительно постоянной подводимой мощности на единицу длины. Следует обратить внимание иа переход от стабилизированных стенкой к сжатым дугами между Vi= =6,5 и 7 В.
лась и расчет повторялся. Вообще говоря, для получения решения, удовлетворяющего граничным условиям, необходимо провести пять-шесть приближений.
Рисунок 11-7, на котором представлены расчеты для типичного случая (У</2)<Г, по-показывает, что для каждого принятого значения градиента
280
четов, выполненных для того, чтобы получить кривые при примерно том же значении подводимой мощности. Следует отметить, что между К,=6,5 и 7,0 В температурный профиль резко изменяется от ста-билизированого стенкой до «сжатого».
На рис. 11-9 показаны температурные профили для случая «сжатой» дуги при разных значениях подводимой мощности.
На рис. 11-10 приведены вычисленные значения Ez в функции подведенной мощности при постоянных заданных значениях 7, hv и Л и различных значениях V,. Кривые показывают, что минималь-
?г, Рис. 11-10. Вычисленные ^/см значения градиента потенциала столба в зависимости от подводимой мощности при Р=4 В и различных значениях Vt WO при давлении ртути 300 кПа (2500 мм рт. ст.), давлении ионизируемого металла .3 кПа (25 мм рт. ст.) и радиусе горелки 1 см. Кривые с минимумом Ег соответствуют
дугам, стабилизирован- Удельная электрическая мощность иым стеикой; диаметр	jCM
дуги увеличивается с уве-	'
личением подводимой мощности. Кривые с монотонным понижением Ez соответствуют сжатым дугам; диаметр дуги уменьшается с увеличением подводимой мощности.
ное значение Ez соответствует профилям, стабилизированным стенкой, а кривые, у которых значения Ez плавно уменьшаются с подведенной мощностью, соответствуют возрастающе сжатым профилям. Переход между этими двумя случаями имеет место при Уяа ~0,5851Л, что отличается от значения 0,5, использованного выше. Различие объясняется тем, что, как показывает рассмотрение уравнений (11-13) и (11-15), предэкспоненциальные члены обоих уравнений также зависят от температуры, что оказывает некоторое влияние на общую температурную зависимость. Как показывает табл. 11-1, это значение находится как раз по середине диапазона значений, установленного для этого отношения Коробином.
Экспериментально было установлено, что добавка иодида таллия к ртутной дуге высокого давления приводит к получению стабилизированных стенкой дуг, в то время как иодиды тория, скандия или урана приводят к получению «сжатых» дуг. Таким образом, эти результаты, которые можно назвать «прикидочными» оценками, подтверждают гипотезу, согласно которой причиной образования сжатых дуг в некоторых экспериментальных лампах с иодидами металлов является описанный выше радиационный (излучательный) механизм ржатия.
281
в)	Влияние поглощения излучения
В § 11-3 а) влияние поглощения излучения было полностью исключено; ясно, однако, что поглощение излучения Ра оказывает существенное влияние на суммарное выделение тепла Р/, и, по меньшей мере, может сместить температуру, при которой Ph изменяет знак в случае сжатия. Если поглощение значительно, то оно возможно может даже предотвратить изменение знака Ph и, таким образом, преобразовать сжатую дугу в дугу, стабилизированную стенкой. Ниже приближенно рассмотрим для случая сжатия влияние поглощения излучения на результаты вычислений. Член Р„ в (11-11) может быть представлен в виде.
Ра — ап0/гуГ,	(11-16)
где По — концентрация атомов, способных поглощать излучение; hv — среднее значение энергии фотонов излучения; Г — поток фотонов через единицу площади.
Ясно, что (11-16) представляет собой только выражение того, что поглощение излучения в каждой единице объема пропорционально произведению потока, энергии фотона, концентрации поглощающих атомов и коэффициента пропорциональности а, имеющего размерность площади, например, «эффективного сечениях
Следующий шаг не имеет особого значения за исключением того, что он позволяет получить сравнительно простое решение проблемы и что он предполагает о не зависимым от температуры, частоты и радиуса. Эти предположения на самом деле не имеют места. Проблема в основном заключается в том, что спектральная линия атома имеет определенное распределение энергии в узкой полосе частот и коэффициент самопоглощения зависит от частоты. Поглощение в центре линии значительно больше, чем в крыльях, и, следовательно, общая суммарная интенсивность пучка излучения данной спектральной линии, падающего на данное количество поглощающих атомов, сначала быстро спадает в зависимости от глубины проникновения в результате поглощения излучения вблизи от средней частоты, а затем более медленно вследствие того, что в пучке остаются фотоны только с энергией, далекой от средней частоты, для которых коэффициент поглощения мал. В соответствии с этим полная интенсивность падает не экспоненциально с глубиной проникновения, как это имело бы место, если бы были приняты предпосылки о постоянном значении о.
Более того, при более точной формулировке коэффициент поглощения в центре липни, который в действительности определяет глубину проникновения, зависит от вероятности перехода излучения рассматриваемой линии и от формы контура линии излучения в зависимости от частоты. Это — вторая половина того, что действительно оправдывает допускаемое автором рассмотрение о как постоянной величины. Для точного определения процесса поглощения, а именно значения интенсивности в функции частоты, должны быть известны плотность потока излучения в функции радиуса, а также частотная зависимость поглощения в функции радиуса.
Вообще получить эти данные очень трудно. При расчете натриевых дуг высокого давления с преимущественным излучением Ловке [Л. 11-12], например, используя данные по переносу излучения, полученные Чарчем, шлектом, Либерманом, Свенсоном [Л. 11-13], принял ударное уширение натриевых резонансных линий 589,0 и 589,6 нм н ударный лоренцовский профиль для коэффициентов как 282
Рис, 11-11. Иллюстрация того, что при составлении дифференциальных уравнений для направленного внутрь потока излучения Г, и направленного наружу потока излучения Го должно быть учтено, что некоторая доля потока Г« при r + dr теряется и радиальной поверхности dr и становится потоком Го, направленным наружу.
поглощения, так и излучения. Так как наблюденный спектр излучения в основном определяется боковыми полосами, вызванными излучением квазимолекул, как это описывалось в гл. 8, ясно, что
это также может рассматриваться только как приближение.
Таким образом, сущность расчетов автора, приведенных в этой главе, сводится к формулировке допущения, которое значительно упрощает проблему. При этом автор, отказываясь от возможности вычисления коэффициентов поглощения, однако вновь намеревается получить модель, в которой, как он надеется, будут отражены все основные явления, но которая в деталях может оказаться несколько сомнительной.
Перед тем как получить возможность использовать (11-16) для решения (11-10), автору необходимо знать плотность потока излучения в функции от местоположения в дуге. Автор принял, что излучение состоит из двух полусферических потоков, один из которых направлен внутрь, а другой — наружу, и что излучение в каждом локальном элементе объема разделяется равномерно между этими двумя потоками. Учитывая эти предпосылки, а также предпосылку постоянства о, можно составить дифференциальные уравнения для обоих этих потоков Г{ (внутрь) и Го (наружу). Имеется еще проблема, которая должна быть учтена при определении и которая может быть пояснена при помощи рис. 11-11.
В одномерной системе координат, излучение, достигающее x+dx, равно излучению, достигающему х, минус излучение, поглощенное в слое dx, плюс излучение, возникшее в слое dx. В случае цилиндра, когда речь идет о полусферических потоках, рис. 11-11 показывает, что даже в отсутствии поглощения не весь поток Г, при r-|-dr доходит до поверхности г. Часть его теряется и в действительности становится потоком, направленным наружу. Следовательно, при составлении дифференциального уравнения для Г, необходимо вычесть из него член, учитывающий это обстоятельство, и ввести тот же член в уравнение для Го
гГг (г) = (г + dr) Г(- (г + dr) (1 — nos dr — dr/г) +
+ rdr[(An0/2)
(H-17)
Член dr/r определяет эту поправку. Точно такой же член должен быть добавлен в выражение для Го. Получающиеся уравнения
283
~~тг-е
HMeiot следующий вид: dTt Ап0 -eV/kT
-поаГ/;
б/Гл Лп(| -eV/kT 1
2	г	До°-^о»
(11-18)
где i'o и Т\ имеют положительный знак (направление распространения обозначено индексом).
Необходимо отметить, что член dr/г был получен не в результате точного анализа геометрии, а скорее за счет хитрости. Тот же член исключал величину, которая была бы бесконечно большой при г=0, если бы drjr отсутствовал в обоих уравнениях. Граничными условиями решения (11-18) являются Г;=0 у стенки и Г; = Г0 при г = 0. Эти два уравнения должны решаться совместно с (11-10), так как значения Г оказывают влияние на температурный профиль и так как температура присутствует в (11-18).
До сих пор автор для решения использовал метод последовательных приближений.
Начальным значением Г; для всех радиусов был принят 0, и уравнение (11-10) и уравнение Го интегрировались, как и прежде, путем подбора Т(0) до тех пор, пока Т(гс) не станет равным заданной температуре стенки. Этот профиль затем используется для интегрирования уравнения Г; в пределах от стенки до оси и получения нового значения Г, = Го при г=0. Интегрирование (11-10) и уравнения Го повторяется и обычно дает разные профили. Этот процесс повторяется до получения однозначного решения.
В этом заключается проблема, так как в случаях, представляющих интерес, быстрота сходимости очень мала; быстрота сходимости велика только, если поглощаемая мощность излучения Ра мала по сравнению с разностью между Ре и Рг, т. е. когда поглощение так или иначе оказывает малое влияние. Эта проблема осложняется тем обстоятельством, что прн расчетах поглощения должны учитываться химические процессы, которыми можно пренебречь при расчетах излучения и ионизации. В отсутствии химической рекомбинации металла и иода концентрация атомов, способных к поглощению, составляет:
Пй—p/kT,
где р — парциальное давление паров рассматриваемого металла, равномерное по всему поперечному сечению горелки. Ясно, что па имеет максимальное значение, когда Т имеет минимальное значение, т. е. у стенки. Однако фактически в случае металлоиодидных дуг в парах у стенки нет атомов металла; они все рекомбинированы с образованием молекулярных компонент, которые вообще не поглощают линейчатого излучения атомов металла. Для того чтобы качественно учесть это явление, автор использовал выражение для п0 в виде
n0^p/[kT(l+BeeVdlkT)],	(11-19)
где Vd — энергия диссоциации одновалентной молекулы. Величины В и Vd — постоянные, выбраны так, чтобы приближенно воспроизвести выведенное из расчетов Ван-Уормера понижение парциального давления паров металлического натрия в функции от температуры, как это показано на рис. 11-3.
284
Хотя для обеспечения соответствия между моделью и Дейстй-гельностью и необходимо введение поправки, однако она позволяет значительно упростить процесс последовательных приближений. Это ясно выражено в (11-11), в котором самопоглощение выходящего излучения является самым большим компонентом Ph в низкотемпературных областях дуги, где Ре и Рг малы; следовательно, градиент температуры и характер температурного профиля весьма чувствительны к поглощению. С другой стороны, концентрация поглощающих атомов в этой области является очень чувствительной функцией температуры, так как температура входит в экспоненту уравнения (11-19).
Таким образом, здесь имеет место настоящая цепная реакция, которая вносит осциллирующую расходимость при расчетах методом последовательных приближений. Этот эффект был скорректирован путем использования взвешенного усреднения, при котором каждое новое значение Г, (г) усреднялось с предыдущим, причем старому значению приписывался вес вплоть до четырехкратного по сравнению с новым. Хотя это и уменьшает осцилляцию расходимости, однако замедляет сходимость так, что для получения требуемой сходимости требуется примерно до 40 последовательных приближений.
Результаты были подсчитаны для системы, содержащей два добавленных металла и ртуть при давлении 0,3 МПа (2500 мм рт. ст.); в этой системе ртуть определяет теплопроводность и подвижность электронов, однако, как и раньше, предполагалось, что она не ионизуется и не возбуждается. Оба металла выбраны так, что они имеют одинаковые потенциалы ионизации и эффективные потенциалы возбуждения со значением их отношений, соответствующим области сжатия дуг. Суммарное давление обоих металлов было принято равным 3,3 кПа (25 мм рт. ст.) с основным компонентом, излучающим, как и ранее, без поглощения. Из-за трудности получения удовлетворительной сходимости методом последовательных приближений результаты для металла, который может поглощать свое собственное излучение, были получены для парциальных давлений 130 Па и ниже.
В случае рассмотрения двух ионизируемых металлов концентрация электронов не может быть вычислена непосредственно из (11-12), а должна быть определена путем решения системы трех уравнений вида
nenil	~eV^/kT I	(11-20)
—-----= д (Г) е ; I
'‘02	I
=	+ J
Эти уравнения легко решаются на ЭВМ.
На рис. 11-12 показаны вычисления температурных профилей для случая У{=7 В и У=4 В. Давление паров металла, излучающего без поглощения, составляло 3,2 кПа (24 мм рт. ст.), а парциальное давление металла, который мог поглощать свое собственное излучение, 130 Па (1 мм рт. ст.). Расчеты приведены для разных значений о от 0 до 7,5-10"15 см2. Следует обратить внимание на то, что температурный профиль сначала «расширяется», а затем, по мере увеличения <т, вновь стремится сжаться.
285
Поведение Температурного профиля еще лучше иллюстрируется рис. 11-13, на котором построено значение радиуса, при котором температура дуги составляет две трети максимального значения в зависимости от параметра поглощения о. На рис. 6-6 показано, что значение этого радиуса для ртутной дуги составляет 0,6 гс. Сле
Рис. 11-12. Температурные профили, вычисленные для ртути при давлении 300 кПа (2500 мм рт. ст.) и двух добавленных металлов: 1,3 кПа (24 мм рт. ст.), Vi—7 В, Р= =4 В, излучает без поглощения; тип 2, 130 Па (1 мм рт. ст.), Vi = 7 В, Р=4 в, излучает, как
Рис. 11-13. Значение радиуса, при котором температура равна двум третям температуры па осп, в функции параметра поглощения <т для двух разных значении давления металла типа 2, при сохранении всех остальных постоянных такими же, как на рис. 11-12. Следует обратить внимание на то, что максимальное значение этого радиуса является функцией <т; для птутой дуги этот радиус составляет 0,6 гс.
показано со значениями параметра поглощения а [уравнение (11-16)]. Следует обратить внимание на то, что температурный профиль сначала расширяется, а затем с увеличе-
довательно, основная роль поглощения заключается в превращении сжатой дуги в дугу, стабилизированную стенкой.
Все расчеты были проведены
иием а становится более сжатым.
для одного значения градиента столба, соответствующего подводимой мощности 80 Вт/см, в отсутствии поглощения. Как показывает рис. 11-14, поглощение излучения
оказывает также большое влияние на потребление мощности, что приводит к необычайно резкому увеличению максимума этой вели-
чины примерно для тех же значений о, как и для радиуса, соответствующего Т=2Т0/3. Причина такого поведения заключается в том, что при расширении дуги объем газа с повышенной температурой возрастает и потери на излучение от металла типа 1 (который не
286
Рис. 11-14. Удельная мощность в функции параметра поглощения о, при двух разных значениях давления металла типа 2 при сохранении вгех остальных постоянных такими же, как на рис. 11-12. Увеличение обусловлено в основном повышенным выходом излучения металла типа 1, что вызвано увеличением объема газа с высокой температурой при расширении дуги.
поглощает собственное излучение), имеющего значительно более высокое общее давление, рез
ко увеличиваются.
Наличие максимума в зависимости от поглощения при определенном значении параметра поглощения может быть легко понятно исходя из следующее интуитивного рассуждения. Если параметр по-
глощения чрезмерно мал, то очень малая доля излучения, исходящего из центральной части дуги, поглощается в наружных ее областях, так, что там не имеет места сколь-нибудь значительная разность в балансе энергии. Если же параметр поглощения чрезмерно велик, то очень незначительная часть излучения, исходящего от центральной части дуги, достигает ее наружных областей для его поглощения там и воздействия на баланс энергии. При некотором среднем значении параметра поглощения он оказывает наибольшее влияние.
11-4. КРИТИЧЕСКАЯ ОЦЕНКА СОСТОЯНИЯ ТЕОРИИ
Два независимых расчета, приведенные в данной главе, отвечают па ряд вопросов. Термодинамические расчеты полезны для интерпретации влияния соотношения между иодом и ртутью и позволили получить убедительные данные о работоспособности металлогалогенной дуги в кварцевых горелках. Расчеты температуры позволили получить обоснования для понимания того, почему некоторые металлы создают сжатые дуги, в то время как другие этого не дают, и подтвердили эмпирические данные о влиянии добавки иодидов щелочных металлов на расширение дуги. Они также показали неожиданно большое влияние поглощения на температурные профили дуги.
Несмотря на это, с чисто научной точки зрения эти два расчета должны рассматриваться только как первый удачный шаг. Во-первых, обе части проблемы вообще не разделимы (хотя автор ранее считал иначе). Автор отмечал, что из расчета Вап-Уормера должно быть исключено все, кроме той области дуги, в которой имеют место возбуждение и ионизация. Это, конечно, зависит от того, что для большинства галогенидов потенциал ионизации и средний потенциал возбуждения металла значительно больше, чем эквивалентное напряжение, соответствующее теплоте диссоциации молекул. Однако для иодидов щелочных металлов это в общем не всегда справедливо. как это следует из табл. 11-2.
28?
Таблица 11-2
Потенциал ионизации и энергия молекулярной связи для разных щелочей
Металл	Потенциал ионизации атомов, В	Потенциал диссоциации иодидов металлов, В
Литий	5,39	3,5
Натрий	5,14	3,2
Калий	4,34	3,3
Рубидий	4,18	3,3
Цезий	3,89	3,4
Очевидно, для всех щелочей, после натрия, можно ожидать наличия недиссоцнировэнных молекул при температурах дуги, при которых имеют место ионизация и возбуждение. Для получения точной теории температурных профилей в расчеты должны быть введены две поправки, относящиеси к влиянию как положительных, так и отрицательных ионов. В наружных областях дуги, где температура низка, иод может захватывать свободные электроны, образуя ионы 1“ с электронным сродством в 3,2 В. Ясно, что в дуге, содержащей главным образом цезий, присоединение и отрыв электронов от иода также существенны как ионизация и рекомбинация цезия. Кроме того, измерения спектра дуги показывают наличие определенного излучения положительных ионов некоторых металлов добавки. Эти спектры показывают, что концентрация положительных ионов может оказаться сравнимой с концентрацией нейтральных атомов. Так как излучение ионов вообще совсем не поглощается в наружных областях дуги вследствие значительно меньшей концентрации ионов в этой области, то это может оказать сжимающее влияние на температурные профили, что не учитывалось в указанных расчетах.
Существенной задачей экспериментальных данных, до сего времени не достигнутой, которая позволит отделить термохимические расчеты от расчетов температуры, является измерение температуры дуги в широком диапазоне вариации параметров и подводимой мощности на единицу длины. Наличие известных температурных профилей позволит осуществить точный расчет парциальных давлений различных компонент. Использование этих парциальных давлений пс зволит получить более точные предпосылки для вычисления температурных профилей и сравнения с экспериментальными данными. Насколько известно автору, до сего времени точные измерения температуры в металлогалогенных дугах не проводились.
В период подготовки данной работы к публикации Шеффнер провел вычисления разрядов, содержащих иодиды индия, таллия и натрия, а также разрядов, содержащих иодиды и бромиды олова (R. О. Shaffner, Proc. ;1ЕЕЕ, vol. 59, р. 622—627*), используя положения о термохимическом равновесии как функции температуры, вычисленные Смайзером (Smyser) в качестве исходных данных для определения электропроводности, а также теплопроводности и мощ
* См. перевод на русский яз. Труды института инженеров по электротехнике и радиоэлектронике. Плазма газового разряда и ее применение. М., «Мир», 1971, т. 59, № 4.
258
ности излучения как функции температуры. К сожалению, его результаты требуют уточнений в функции потерь на излучение с тем, чтобы максимальные температуры и градиенты столба согласовались с опытными данными и, более того, предсказывали температурный профиль дуги, не стабилизированной стенкой, для лампы с галогенидом олова в противовес обычно наблюдаемой дуги, стабилизированной стенкой. Несмотря на это, его работа содержит много материала для серьезного изучения предмета и очень ясное описание проблемы.
Глава двенадцатая
СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ГАЗОРАЗРЯДНЫХ ЛАМП
12-1. ВВЕДЕНИЕ
Как было указано в гл. 2, все электрические газоразрядные лампы требуют специальных схем включения, удовлетворяющих их обычным требованиям. Действие резисторного балласта было уже рассмотрено и установлено, что его использование в чистом виде недопустимо из-за повышенного потребления мощности. В общем, в активном балласте потери мощности в резисторе больше мощности лампы, что приводит к снижению общей эффективности системы, характеризуемой коэффициентом 2. К счастью, большинство ламп работает в цепи переменного тока, в которой может быть использован индуктивный или индуктивно-емкостной балласты, обеспечивающие ограничение тока. Так как отношение индуктивного сопротивления к активному сопротивлению балласта высоко, то потери мощности в балласте намного ниже, приблизительно 10% общей потребляемой цепью мощности. В этой главе рассматриваются несколько различных типов балластных цепей и затем обсуждаются специальные проблемы, связанные с индивидуальными особенностями ламп34.
12-2. ОБЩИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ БАЛЛАСТНЫХ ЦЕПЕЙ НА ПЕРЕМЕННОМ ТОКЕ
Балласт переменного тока имеет три основные функции. Две первые из них аналогичны цепи с резистором— цепи постоянного тока: подача на лампу достаточного по величине напряжения холостого хода для ее зажигания; регулирование тока лампы; перезажигание лампы каждые полпериода. Недостаточное понимание третьего требования, как будет показано ниже, создает 19—69	289
много проблем, связанных с работой комплекта лампа — балласт. Это можно увидеть на примере работы металлогалоидных ламп, но это также дает себя знать и в некоторых затруднениях, появляющихся в установках с люминесцентными лампами.
а)	Зажигание лампы
Требование получения достаточного напряжения холостого хода для ионизации газа в газоразрядной лампе и зажигания разряда можно легче проследить в балласте переменного тока, чем в балласте постоянного тока. Это связано с тем, что в первом случае ионизация растет быстрее по сравнению с продолжительностью полупериода на частоте питающей сети. Пусковые требования являются определяющими для амплитудного значения кривой напряжения переменного тока и в общем не оказывают влияния на эффективное значение напряжения. Как увидим, однако, габариты балласта и
Первичная
Рис. 12-1. Схема пик-трансформатора со щелевым зазором.
А—С — воздушный зазор; В — щели; С — шунт; О — магнитопровод.
его стоимость определяются в первую очередь эффективным значением напряжения холостого хода и соответственно эффективным значением тока короткого замыкания цепи. Вследствие этого экономичность тем благоприятнее, чем ниже по возможности эффективное значение напряжения холостого хода по сравнению с заданным амплитудным значением напряжения.
Известный путь обеспечения этого условия — использование трансформатора с щелевым зазором, показанного схематично на рис. 12-1. Магнитное поле, созданное в магнитопроводе первичным током, можно разделить на две части: часть, замыкающуюся на участке ACD (ко-290
торый не связан со вторичной обмоткой) и вторую часть, замыкающуюся на участке ABD (который связан со вторичной обмоткой). На участке ABD имеется зазор в виде мостиков, полосок или «щелей», чья общая площадь сечения значительно меньше, чем основной сердечник. Вблизи максимума напряжения первичный ток (отстающий на 90°) и м.д. с. близки к нулю. Щели не насыщены и имеют высокую магнитную проницаемость, отсюда наибольший магнитный поток сосредоточен в стальной части участка ABD, связанного со вторичной обмоткой, и он индуктирует во вторичной обмотке высокое мгновенное напряжение. Во все другие фазы периода щели насыщаются, и щелевой зазор ведет себя подобно воздушному зазору с низкой магнитной проницаемостью. Поэтому щелевой зазор В имеет большую протяженность, чем шунтирующий зазор АС, часть A CD имеет более высокую эффективную магнитную проницаемость, чем часть ABD, и большая часть магнитного потока замыкается помимо вторичной обмотки через шунт. Поэтому напряжение, индуктируемое во вторичной обмотке, много ниже.
| В этом случае форма кривой вторичного напряжения аппроксимируется, как показано на рис. 12-2,а. Ширина пика напряжения зависит от отношения площади поперечного сечения щелей к общей площади сечения сердечника, в то время как отношение индуктированного пика напряжения в любое другое время цикла определяется отношением ширины щелевого зазора к ширине шунтирующего зазора. Это принято в обычной практике конструирования трансформаторного и автотрансформаторного балластов (для обеспечения экономичности), так что форма кривой напряжения холостого хода, при-. ложенного в действительности к лампе, такая, как пока-
зано на рис. 12-2,6. Таков общий итог рассмотрения вопроса об индуктировании напряжения во вторичной и ' первичной обмотках. Типичное отношение пика напряжения к его эффективному значению находится в пределах 2 и 2,2, что характерно для этого рода цепей. Вопросы конструирования пиковых балластов рассмотрены в [Л. 12-1].
Именно по этой причине резисторный балласт рассмотрен в гл. 2. Балласт переменного тока может создавать достаточное напряжение холостого хода при достаточно высоком токе, обеспечивающее переход от
19*
291 
Рис. 12-2. Форма кривой вторичного напряжения (а) и сумма первичного и вторичного напряжений (напряжение, создаваемое автотрансформатором) (б).
---------кривая, которая может быть получена, если поперечное сечение магннтопровода будет постоянным на всем протяжении магнитной цепи.
тлеющего разряда к дуговому. Однако физика процесса такого перехода еще недостаточно широко изучена. Обеспечение указанного выше эффективного значения напряжения холостого хода является более важным, чем получение напряжения, обу
словливающего переход от тлеющего разряда к дуговому. Разработка балластов с очень низким эффективным значением напряжения при
заданном пике напряжения холостого хода очень важна с точки зрения получения разряда с предварительным нагревом катодов.
б)	Регулирование тока лампы
Другой задачей балласта, подобной той, которая уже была обсуждена при рассмотрении резисторного балласта, является регулирование тока лампы. Так, в добавление к требованию, чтобы трансформатор обеспечивал необходимое напряжение холостого хода, балласт должен также обладать сопротивлением, которое в случае балласта переменного тока может быть чисто реактивным. Рассмотрим сначала простейший случай, когда сопротивление индуктивное. Как показано на рис. 12-3,а, балластная цепь состоит из лампы и индуктивности, включенных последовательно.
Оценим эту цепь прежде всего с точки зрения линейных элементов цепи: лампа может быть аппроксимирована резистором с напряжением, совпадающим по фазе с током35; векторная диаграмма этой цепи показана на рис. 12-3,6. Заметим, что если напряжение на лампе и падение напряжения на индуктивности аппроксимиро-29g
ватъ одинаково, то ток лампы отстает от напряжения холостого хода на 45°. Как было указано в гл. 2, форма кривой напряжения на лампе при ее работе в цепи переменного тока несинусоидальна, в результате этого эффективное значение напряжения на лампе, умноженное на эффективное значение тока, не равно эффективному значению мощности лампы. Лампа имеет фактический коэффициент мощности, который в общем индуктивный,
Рис. 12-3. Индуктивная балластная цепь (а), векторная диаграмма при чисто активной нагрузке лампы (б) и векторная диаграмма, учитывающая, что лампа имеет фактический коэффициент мощности (в).
х — напряжение холостого хода; £л—ток лампы; 1?л—напряжение на лампе; — напряжение на балласте.
поэтому напряжение между 0 и 90° полупериода выше, чем между 90 и 180°. Наиболее правильный путь построения векторной диаграммы показан на рис. 12-3,в. Заметим, что при напряжении на лампе, равном напряжению на индуктивности, ток лампы отстает от напряжения холостого хода больше чем на 45°, обычно около 55°. В действительности, необходимо рассмотреть переходный процесс, соответствующий (12-1)
д/Ji,(i2-i)
- - л у ’ i at 1 хх dt	'	'
Как обсуждалось в гл. 2, продольное электрическое поле в газоразрядной лампе и отсюда общее напряжение на лампе зависят от логарифма производной по току (1/7) (dijdt), так же как от тока самого по себе. Решение (12-1) как функции от t может быть найдено, если ток 20—96	293
и напряжение являются функциями времени. Поскольку необходимая функциональная зависимость между ид и i и (1/г) (di/dt) еще не установлена для некоторых ламп, то не существует количественного решения (12-1).
Однако действие индуктивности может быть обнаружено по той реакции, которую дает ток при увеличении напряжения на лампе с положительным difdt и уменьшении напряжения при отрицательном difdt. Наоборот, действительное напряжение па лампе становится
Рис. 12-4. Форма кривой напряжения холостого хода (—) и индуктивное падение напряжения (-----) (а) и форма кривой мгно-
венного напряжения на лампе (—) и ток (-------) (б) для индук-
тивного балласта (схематично).
ниже мгновенного напряжения холостого хода с увеличением difdt, потому что L (difdt) в (12-1) определяется значением difdt, что делает обе части уравнения (12-1) равными. Действие индуктивности сводится к ограничению скорости роста тока в течение той части периода, когда напряжение холостого хода совпадает по фазе с возрастающим током лампы. Один раз ток достигает своего максимального значения и затем начинает уменьшаться, при этом напряжение на индуктивности направлено противоположно и препятствует уменьшению тока.
На рис. 12-4 показаны мгновенные значения си-
нусоидального напряжения холостого хода, ток лампы, напряжение на индуктивности, напряжение на лампе. Заметим, что из-за того, что напряжение на лампе несинусоидально, при синусоидальном напряжении холостого хода формы кривых трех других параметров не могут быть синусоидальны. Так, в то время как резистор регулирует ток лампы падением напряжения, пропорциональным току, индуктивность регулирует ток падением напряжения, пропорциональным по времени скорости
294
Рис. 12-5. Форма кривой мгпо-венного напряжения холостого хода и напряжения на конденсаторе (— -----) соответствен-
но фазовому углу для чисто емкостного балласта (а) и формы мгновенного напряжения на газоразрядной лампе (—) п ток (----------) в зависимости
от фазы для емкостного балласта (схематично) (б).
изменения тока. Емкостное сопротивление, с другой стороны, генерирует напряжение, пропорциональное общему количеству заряда в конденсаторе. В результате кон-
денсатор не ограничивает мгновенное значение тока, но регулирует общее количество зарядов, проходящих через лампу каждые полпериода.
Формы кривых напряжения холостого хода, тока лампы, напряжения на ней, напряжения на конденсаторе при емкостном балласте показаны на рис. 12-5. Как видно из рис. 12-5, ток лампы опережает напряжение холостого хода и форма кривой тока лампы имеет очень большой пик. Такая форма тока резко снижает срок службы катодов, и такой катод должен быть способен эмиттировать максимальный ток, требуемый для поддержания дуги. Поэтому для данного эффективного тока температура катода и катодное падение должны быть выше, коэффициент формы кривой тока должен иметь относительно высокое значение.
Следовательно, распыление катодного материала идет значительно быстрее и срок службы катода соответственно уменьшается. Для большинства цепей газоразрядных ламп коэффициент формы кривой тока должен быть меньше 1,8. Коэффициент формы для чисто емкостной цепи значительно выше 1,8 при частоте 60 Гц, поэтому конденсатор никогда не используется сам по себе в качестве балласта на промышленной частоте, но его можно применить в комбинации с последовательно включенной индуктивностью.
20*
295
При высокой частоте, однако, емкостное сопротивление может вполне удовлетворить требованиям балласта, так как действительная постоянная времени для роста ионизации в лампе не увеличивается очень сильно по сравнению с длительностью периода переменного тока. Соответственно, хотя отсутствует сопротивление в цепи, ограничивающее скорость роста ионизации в лампе, отсутствует время для чрезмерного увеличения тока.
Рис. 12-6. Диаграмма «опережающей» балластной цепи, показывающая вместе индуктивное и емкостное сопротивления (емкостное сопротивление приблизительно в 2 раза больше индуктивного (а) н векторная диаграмма эффективного тока и напряжения в опережающей балластной цепи (б).
Пх х — напряжение холостого хода; <п—ток лампы; Ул — напряжение на лампе; UL — индуктивное падение напряжения; 1>с — напряжение на конденсаторе; г, —- первичный намагничивающий ток; Z2 — вторичный размагничивающий ток.
Прежде чем напряжение изменит свой знак, ток будет стремиться к нулю. Форма кривой тока при высокой частоте и емкостном балласте вполне приемлема, такой балласт часто используют на практике. Малые габариты балласта являются одной из привлекательных особенностей работы лампы на высокой частоте.
Так как конденсаторы не могут быть использованы сами по себе как элементы сопротивления на промышленной частоте, возникает естественный вопрос, почему они так широко применяются? Это действительно связано с уменьшением по существу стоимости балласта. Этот вопрос еще потребует дополнительного обсуждения (см. § 12-3). Однако одно преимущество опережающей цепи (рис. 12-6) состоит в том, что можно легко скорректировать коэффициент мощности цепи. Известно, что емкостное сопротивление Хс и индуктивное сопротивление XL изменяются таким образом, что ток лампы опережает напряжение холостого хода, которое совпадает по фазе с напряжением сети.
296
Ток в питающей сети состоит из трех составляющих: первичный намагничивающий ток (отстающий), вторичный ток (опережающий) и размагничивающий вторичный ток (опережающий). С помощью соответствующей регулировки индуктивности первичной обмотки можно увеличить первичный намагничивающий ток, две другие опережающие составляющие тока могут быть объединены и коэффициент мощности в питающей сети будет при этом получен более 90%.
Рис. 12-7. Векторная диаграмма для эффективных значений токов и напряжений для индуктивного балласта, имеющего напряжение холостого хода приблизительно в 2 раза больше, чем рабочее напряжение (индуктивное напряжение Ul — IXl, отсюда ток лампы должен уменьшится на 18% при уменьшении напряжения сети на 10% (а), и то же, но напряжение холостого хода в 2 раза ниже напряжения на лампе (ток уменьшается на 26% при снижении напряжения сети на 10%) (б).
Для сравнения укажем, что в отстающей цепи на рис. 12-2 все три компоненты линейного тока отстающие и только одним путем коэффициент мощности может быть повышен до значения более 90% —путем введения в схему переменного конденсатора, показанного пунктиром на рис. 12-3. Таким образом, опережающая цепь на рис. 12-6 более выгодна по сравнению с цепью на рис. 12-3, если требуется получить линейный коэффициент мощности более 90%, что импонирует этой балластной цепи (как это обычно бывает).
Как указано в § 12-6,а, тот факт, что габариты балласта уменьшаются с уменьшением эффективного значения напряжения холостого хода, делает с экономической точки зрения всегда желательным иметь низкое значение напряжения холостого хода. Однако балласт должен обеспечить также регулирование тока лампы в опре
297
деленных пределах при допустимом изменении питающего напряжения (±10%).
На рис. 12-7 показана векторная диаграмма для отстающего балласта для двух различных значений эффективного напряжения холостого хода. Сплошными линиями показаны номинальное напряжение сети, а пунктирными линиями показано напряжение сети на 10% ниже номинального, поэтому эффективное напряжение на лампе изменяется очень мало с изменением тока лампы и напряжения сети. Процентное изменение напряжения на индуктивности иь=1Хъ и отсюда процентное изменение тока лампы в общем больше, чем процентное изменение напряжения сети.
Более низкое эффективное напряжение холостого хода дает большее процентное изменение тока лампы для данного процентного изменения напряжения сети. Вследствие этого для обычно применяемых эффективных напряжений холостого хода оно, по крайней мере, в 2 раза выше напряжения на лампе. Даже с нерегулируемым индуктивным балластом это опережение в процентном изменении тока лампы (отсюда мощности лампы) приблизительно в 2 раза больше процентного изменения напряжения сети. В § 12-3 будет рассмотрена возможность решения этой проблемы.
В конечном счете, это должно быть сделано в отношении полного сопротивления балласта по многим причинам. Необходимое реактивное сопротивление индуктивности может быть создано за счет сопротивления рассеяния трансформатора. Вместо балласта, состоящего из тесно связанных автотрансформатора и отдельной катушки, как это показано на рис. 12-8,а, может быть использован автотрансформатор, как это показано на рис. 12-8,6. Магнитопровод между первичной и вторичной обмотками имеет магнитный шунт с воздушным зазором. Когда нет тока во вторичной обмотке, магнитное сопротивление всей магнитной цепи, связанное со вторичной обмоткой, меньше, чем магнитное сопротивление последовательного зазора шунта. Большее магнитное поле, возбуждаемое первичным током, связано со вторичной обмоткой и возбуждает в ней необходимое высокое напряжение холостого хода. Когда во вторичной обмотке появляется ток, то он возбуждает магнитное поле, имеющее противоположное по отношению к первичному магнитному полю направление, значительная 298
часть которого замыкается через магнитный шунт, уменьшая напряжение, индуктированное во вторичной обмотке.
Уменьшение напряжения приблизительно такое же, как и в цепи, содержащей трансформатор и последовательную индуктивность. Эта схема экономнее на один
Рис. 12-8. Схемы автотрансформаторов.
а — «жесткий» автотрансформатор и внешняя индуктивность (Л — магннтопро-вод трансформатора; В — магиитопровод индуктивности; С — первичная обмотка трансформатора; D —вторичная обмотка автотрансформатора; Е — обмотка дросселя); б — трансформатор с рассеянием (А — магиитопровод; В — шунт; С — воздушный зазор; D — первичная обмотка; Е — вторичная обмотка) (б).
магнитопровод и одну катушку, при этом размеры трансформатора увеличиваются умеренно. Наиболее полное рассмотрение этого вопроса дано в [Л. 12-2].
в)	Перезажигание лампы каждые полпериода
Одна из важнейших функций балласта переменного тока состоит в том, что лампа перезажигается каждые полпериода. Газоразрядная лампа, работающая на переменном токе, 120 раз в каждую секунду при частоте 60 Гц проходит через нулевое значение в ту часть периода, когда ток мал, плотность электронов очень низка либо за счет диффузии на стенки трубки, либо за счет рекомбинации. Когда ток проходит через нуль и начинает снова возрастать в противоположном направлении, плотность электронов должна быстро увеличиваться от низкого значения до более нормальной величины.
Скорость ионизации, образующей электроны, должна быть очень высокой, такой, чтобы новые электронные пары возникали быстрее, чем их потери; в результате этого продольное электрическое поле должно быть высоким, напряжение, приложенное к лампе, должно быть много выше, чем в течение бестоковой паузы каждые
299
более экстремальные случаи,
Рис. 12-9. Форма кривой мгновенного напряжения холостого хода, общее напряжение «с+ + иг, (--------}, напряжение
на конденсаторе опережающе-го балласта (------—) (а) и
форма кривой напряжения на газоразрядной лампе (-----)
и ток (----------), имеющий
соответственный сдвиг по фазе для опережающего балласта (б) (цепь рис. 12-6).
полпериода. Как показано на рис. 2-16, имеетсяг в этом случае высокое' напряжение на люминесцентной лампе в начале каждого полупериода;; связанные с этим требо
ванием, были рассмотрены для металлогалогенных ламп! в гл. 10. Балласт должен, конечно, обеспечивать необходимое напряжение или лампа будет гаснуть. Поведение отстающего и опережающего балластов в этом отношении будет различно, это рассмотрим отдельно.
Рассмотрение рис. 12-4 для случая, относящегося к индуктивному балласту, показывает, что при фазовом угле, при котором ток лампы равен нулю, напряжение холостого хода близко к максимальному и оно достаточно для перезажигания. Как показывает (12-1), максимальное напряжение на лампе может быть получена для dildt=(y, в этом случае мгновенное значение напряжения холостого хода в 2 раза больше эффективного напряжения на лампе, мгновенное напряжение при надлежащем фазовом угле близко к амплитудному значению и необходимое напряжение для перезажигания лампы должно быть приблизительно в 2—4 раза больше, чем эффективное напряжение на ней. В общем, это требование аналогично для большинства газоразрядных ламп; следовательно, индуктивный балласт обеспечивает хорошие характеристики перезажигания36.
Для сравнения на рис. 12-9 показана форма кривой для типичной емкостной цепи (включающей индуктивное сопротивление для улучшения формы кривой). Заметим, что, как показывает практика, в таких цепях емкостное 300
сопротивление примерно в 2 раза больше индуктивного сопротивления, которое обычно может быть использовано для чисто индуктивного балласта при таком же напряжении холостого хода и токе лампы. Заметим также, что при фазовом угле, при котором ток лампы проходит через нуль и лампа перезажигается, напряжение холостого хода близко к максимуму и имеет противоположное направление. Мгновенное значение напряжения на лампе, где С — емкость последовательного конденсатора и q — мгновенный заряд конденсатора, можно представить в виде
(1М>
Напряжение, которое находится в надлежащей фазе к моменту перезажигания лампы, — есть напряжение на конденсаторе. Кроме того, максимум напряжения на лампе наступает тогда, когда di/dt — Q и алгебраическая сумма мгновенных значений напряжения на конденсаторе и напряжения холостого хода совпадают по фазе, с моментом, когда ток лампы равен нулю. Так как мгновенное значение напряжения холостого хода не точно совпадает по фазе с этим моментом, эта сумма имеет различия между мгновенными значениями. Это отличие, конечно, очень критично к значению емкостного сопротивления.
Чем больше емкостное сопротивление, тем выше должно быть напряжение на емкости и тем больше отличие между ним и мгновенным значением напряжения холостого хода и больше необходимое напряжение для переза-
Рис. 12-10. То же, что и рис. 12-9, за исключением того, что напряжение холостого хода получено от пикового автотрансформатора.
301.
жигания лампы каждые полпериода. Конечно, для данного напряжения холостого хода реактивное сопротивление сети может быть постоянным, поэтому отличие между Хс и XL может также быть фиксированным. Большее значение емкостного сопротивления подразумевает, как известно, увеличение индуктивности, которое может быть достигнуто за счет увеличения балластной катушки и ее стоимости. Итак, емкостный тип балласта имеет относительно более бедные возможности в части обеспечения перезажигания ламп.
Для данного амплитудного значения напряжения холостого хода, требуемого для зажигания, так называемый опережающий пиковый балласт имеет преимущества, если принята во внимание возможность перезажигания лампы.
На рис. 12-10 показаны форма кривых напряжений холостого хода, напряжение на конденсаторе, напряжение на лампе и ток. Заметим, что ток становится равным нулю после того, как напряжение холостого хода достигнет максимума. Мгновенное значение напряжения холостого хода, которое находится в противофазе по отношению к напряжению на конденсаторе и которое должно обеспечить перезажигание лампы, теперь составляет только одну половину пика напряжения вместо двух третей, как это имеет место на рис. 12-4. Таким образом, для данного значения требуемого напряжения, емкостное сопротивление меньше и соответственно меньше индуктивное сопротивление. По этой причине почти во всех балластах емкостного типа для металлогалогенных ламп, имеющих высокое напряжение перезажигания, используется «пиковый» тип трансформатора напряжения холостого хода.
12-3. СРАВНЕНИЕ ОПЕРЕЖАЮЩЕЙ И ОТСТАЮЩЕЙ БАЛЛАСТНЫХ ЦЕПЕЙ
• а) Относительное изменение фазы тока
В § 12-2 было подчеркнуто влияние вторичного тока трансформатора, вторичного тока самого по себе и обоих вместе на опережающий коэффициент мощности в емкостной балластной «опережающей» цепи. Полученный коэффициент мощности корректируется в этом типе балласта при увеличении первичного намагничива-302>
тощего тока (который отстает) с уменьшением первичной индуктивности. Уменьшение первичной индуктивности может быть достигнуто сокращением количества витков первичной обмотки, что соответственно снижает число витков вторичной обмотки, необходимых для получения относительно повышенного напряжения, и оба эти фактора способствуют облегчению балласта. Для сравнения укажем, что корректировка коэффициента мощности в отстающем балласте, полученная при включении параллельно его вводным клеммам конденсатора, способствует уменьшению отстающего первичного намагничивающего тока при увеличении первичной индуктивности, что приводит к возрастанию габаритов балласта.
б)	Эффект магнитного насыщения
Для того чтобы свести к минимуму изменения условий зажигания ламп в случае возможных аварийных режимов, большинство балластов для газоразрядных ламп конструируют таким образом, чтобы они были устойчивы к короткому замыканию вторичной цепи и при этом температура балласта оставалась в допустимых пределах. В недалеком прошлом для осуществления этого использовали тепловые предохранительные выключатели, которые отключали линейное напряжение, когда температура балласта превышала определенное значение. Надежный путь конструирования балластов — это обеспечить такие условия в балласте, при которых ток короткого замыкания балласта был бы меньше, чем допустимые пределы повышения температуры при коротком замыкании. Это особенно необходимо для балластов ртутных и металлогалогенных ламп, потому что через минуту или более после их зажигания до тех пор, пока повышается в них температура, эти лампы имеют очень низкое сопротивление.
Использование эффекта магнитного насыщения магнитопровода балласта для опережающих и отстающих балластов дает очень хорошие результаты, и это свойство обеспечивает дополнительное преимущество для опережающей цепи, При коротком замыкании цепи вторичный ток балласта выше, чем нормальный рабочий ток, и плотность поля в магнитопроводе индуктивной Катушки выше необходимой. В отстающем балласте
уменьшение индуктивного сопротивления уменьшает вторичное сопротивление, что увеличивает ток короткого замыкания. В опережающем балласте, с другой стороны, вторичное сопротивление представляет собой комбинацию последовательно соединенных емкости и индуктивности, причем первое имеет в 2 раза большее значение, чем второе. Тогда насыщение катушки уменьшает ее индуктивное сопротивление, но увеличивает общее вторичное сопротивление.
Таким образом, при таком же эффективном значении напряжения холостого хода и сетевого вторичного сопротивления опережающий балласт имеет более низкий ток короткого замыкания, чем в отстающем балласте, что позволяет существенно экономить медь и сталь для балластов, устойчивых к условиям тока короткого замыкания. Действительно, здесь имеется возможность значительно увеличить положительный эффект, потому что опережающий балласт может быть сконструирован со значительно большей степенью насыщения при нормальном рабочем токе и без чрезмерного увеличения тока короткого замыкания. Это значит, конечно, что допустимо меньшее поперечное сечение магиитопровола, а, с другой стороны, это обеспечивает экономию в размерах и стоимости по сравнению с отстающим балластом.
Дальнейшее преимущество опережающего балласта — наименьшее изменение линейного тока при холостом ходе, коротком замыкании и номинальной нагрузке. В отстающем балласте ток короткого замыкания более высокий, линейный ток может быть в 2 раза больше номинального тока, потому что ток катушки отстает и коэффициент мощности корректируется конденсатором, предназначенным для регулирования отстающей компоненты номинальной нагрузки.
В опережающем балласте ток короткого замыкания почти точно опережает на 90° напряжение и почти на 25% больше номинального нагрузочного тока. Поскольку первичный намагничивающий ток отстает на 90°, он противоположен по фазе полному току катушки и эффект от использования опережающего балласта в большей степени усиливается.
Сетевой эффект состоит в том, что линейный ток создает примерно такое же намагничивание при токе короткого замыкания (опережает на 90°), как и при номи-304
нальной нагрузке (опережает приблизительно на 10°). Это отличие между опережающим и отстающим балластами очень важно для ртутных и металлогалогенных ламп, которые имеют очень низкое рабочее напряжение непосредственно после зажигания, постепенно возрастающее в процессе их нагрева, и балласт обладает очень низким током короткого замыкания. Отстающий тип балластов требует усиленной изоляции проводов, и цепь в целом должна быть устойчивой к высокому линейному току при пуске.
в)	Регулирование мощности
Магнитное насыщение может быть также использовано в опережающем балласте для управления изменением тока (а отсюда мощностью лампы) с изменением напряжения, что было рассмотрено в § 12-26. В опережающем балласте, в котором индуктивная составляющая сопротивления, обусловленная наличием в цепи трансформатора с рассеянием, с увеличением линейного напряжения питающей сети повышает плотность магнитного поля в магнитопроводе, увеличивает насыщение и уменьшает сопротивление рассеяния трансформатора. Тогда при повышении линейного напряжения напряжение холостого хода балласта увеличивается и вторичное сопротивление также увеличивается (уменьшение индуктивного сопротивления опережающей индуктивноемкостной цепи увеличивает ее сопротивление).
При подходящей конструкции магнитопровода эффект увеличения линейного напряжения и увеличения вторичного сопротивления может быть достигнут путем приблизительного балансирования одной и другой цепей, увеличения угла сдвига фазы опережающего тока лампы и вследствие этого мощности лампы так, что она становится независимой от повышения линейного напряжения сети выше номинального значения.
Однако это не может быть сделано без некоторого ущерба. Повышенная степень насыщения индуктивной цепи приводит к искажению формы кривой тока лампы. Как сможем увидеть в § 12-4, полученные формы кривых тока, особенно для ртуных ламп, адекватны. Конструкция и технические расчеты этих конструкций для регулируемого балласта даны Куско и Враблевским в [Л. 12-3].
305
С учетом изменения мощности лампы и изменением напряжения можно сказать, что отстающий балласт имеет преимущество перед опережающей цепью. Те же самые изменения насыщения индуктивности, что и в опережающем балласте, — его «жесткая» характеристика вторичного сопротивления и более низкий ток короткого замыкания, делают такую ламповую цепь намного менее зависимой от напряжения на лампе. Соответственно в опережающем балласте мощность лампы изменяется почти пропорционально рабочему напряжению на лампе. Для сравнения укажем, что индуктивный балласт может быть часто сконструирован таким образом, что ток лампы изменяется обратно пропорционально напряжению на лампе, так что потребляемая лампой мощность приблизительно не зависит от напряжения на лампе.
г)	Общее сравнение балластных цепей
Опережающий балласт имеет преимущества в отношении коррекции коэффициента мощности, регулирования тока короткого замыкания, регулирования линейного тока и регулирования тока лампы с изменением линейного напряжения, что делает необходимым для каждого аспекта комплекта лампа — балласт принимать во внимание мощность питающей сети. Все эти преимущества приводят к снижению размеров и стоимости таких балластов.
Отстающий балласт имеет преимущества в регулировании напряжения, форме кривой тока и допустимом изменении напряжения на лампе, короче, каждый аспект комплекта лампа — балласт должен учитывать лампу. Такие противоречия обычно разрешаются преимущест-' венно экономически. Отстающий балласт используют не очень широко, только с несколькими исключениями.
Индуктивный балласт более экономичен, когда не требуется повышающий трансформатор. Такой балласт состоит из простой катушки, и его коэффициент мощности может быть скорректирован введением в схему конденсатора. В больших промышленных установках и некоторых установках уличного освещения, питаемых линейным напряжением 240 и 277 В, при освещении ртутными лампами, которое не намного дороже, чем какое-либо другое освещение, также может быть использован простой балласт в виде катушки. Многие люми-306
нССцентные лампы с пусковым напряжением ниже 120 В работают в сети с напряжением 120 В с таким же типом балласта.
Другая область применения отстающего типа балласта — натриевые лампы высокого давления, в которых отсутствует широкое изменение напряжения в течение срока службы лампы. Однако в настоящее время для этих ламп также используется и опережающий балласт без серьезного риска его перегрузки по мощности в рабочем режиме.
12-4. ТРЕБОВАНИЯ К БАЛЛАСТАМ ДЛЯ ЛАМП ОСНОВНЫХ ТИПОВ
а)	Ртутные лампы высокого давления
С точки зрения требований, предъявленных лампами к балластам, ртутные лампы наименее требовательны и балласты для ртутных ламп наиболее простые, поэтому они рассматриваются в первую очередь.
Ртутные лампы не требуют цепей предварительного нагрева катодов, допускают искажение формы кривой тока в период нагрева лампы и имеют скромные требования к пусковому напряжению и напряжению перезажигания. Предпочтительным балластом для них является простая опережающая цепь, обеспечивающая высокую степень регулирования действующего значения тока лампы. Это выдвигает два требования для обеспечения надежной работы ламп: неизменность напряжения на лампе и минимальное время для подогрева.
Рабочее напряжение дугового разряда в ртутной лампе требует согласования с длиной дуги и давлением паров ртути, а давление паров ртути определяется общим количеством введенной ртути и геометрией разрядной трубки. Таким образом, при производстве ламп необходимо управлять минимум тремя переменными для получения соответствующего рабочего напряжения дуги. Современная ртутная лампа позволяет регулировать рабочее напряжение дуги в лучшем случае в пределах ±10%.
Относительно низкий ток короткого замыкания в опережающем балласте является результатом малой мощности, потребляемой ртутной лампой непосредственно после пуска, когда давление паров ртути низкое. Важной заботой при конструировании разрядной трубки
307
должно быть обеспечение отсутствия холодных участков, на которых может конденсироваться ртуть, в результате чего стабилизируется низкое давление паров ртути в трубке, устанавливается низкое рабочее напряжение и лампа вообще не будет разгораться.
Как показано в гл. 6, использование барий-кальций-торий-оксидированных катодов в ртутных лампах в основном уменьшает пусковое напряжение в такой степени, что зажигание может быть обеспечено для ламп многих типов при напряжении холостого хода 240 В, и ртутная лампа работает в сети 240 В с последовательной катушкой в качестве балласта.
б)	Металлогалогенные лампы
Как уже обсуждалось в гл. 8 и 10, металлогалогенные лампы имеют взаимосвязанные требования к пуско-
вому напряжению, регулированию напряжения и форме кривой тока лампы. Относительно высокое пусковое на-
пряжение приводит к очень невыгодным размерам балласта, если используется отстающий балласт, имеющий высокий ток короткого замыкания. Соответственно для
металлогалогенных ламп применяют балласты опере-
жающего типа с пиковым трансформатором, обеспечива-
ющим требуемый пик напряжения холостого хода для пуска лампы, именно поэтому такие балласты не могут быть сделаны небольшими по габаритам и экономичными, как балласты для ртутных ламп, из-за высоких тре-
Рис. 12-11. Напряжение холостого хода «х.х, напряжение на конденсаторе ис для опережающего пикового балласта (а) и напряжение лампы ил и ток 1л для металлогалогенной лампы сразу после зажигания (б). Пунктирной линией показано, как будет выглядеть форма тока, если напряжение холостого хода будет синусои-
дальным.
308
бований к регулированию напряжения и форме кривой тока. Высокое напряжение перезажигания ламп вызывает необходимость иметь высокое значение емкостного сопротивления, которое в свою очередь диктует необходимость иметь повышенное индуктивное сопротивление для обеспечения требуемого полного сопротивления цепи. Более того, степень насыщения магнитопровода балласта должна быть относительно низкой для того, чтобы получить необходимую форму тока лампы.
На рис. 12-11 показаны формы кривой напряжения холостого хода, тока лампы, напряжения на конденсаторе и напряжения на лампе для типичного балласта металлогалогенной лампы непосредственно после зажигания лампы. Заметим, что период малого тока лампы АВ лежит между основными пиками тока каждые полпериода. Этот период называют «свободное время», и он совпадает по фазе с пиком напряжения холостого хода. Если напряжение холостого хода будет синусоидальным (пунктирная линия), то ток лампы будет менять направление на обратное также в точке А (сплошная линия). Однако при внезапном увеличении напряжения холостого хода до форсированного пика мгновенный ток продолжает протекать в том же направлении приблизительно в течение продолжительности пика и затем меняет направление на противоположное. Тогда «свободное время» и продолжительность пика напряжения холостого хода меняются количественно.
Напомним рис. 10-8, где максимальное напряжение перезажигания требовало для металлогалогенных ламп строгой функциональной зависимости свободного времени от тока, протекающего в «течение свободного времени». Зависимость от свободного времени уменьшается с уменьшением продолжительности пика напряжения холостого хода до минимума, согласованного с надежностью пуска, и в то же время увеличение тока является, по-видимому, определяющим (причины этого до конца не понятны) при уменьшении степени насыщения железа.
Наконец, важное значение имеет то, что большинство металлогалогенных ламп не допускают многократного изменения направления тока короткого замыкания на обратное, как показано на рис. 12-12,а, где ток лампы проходит через нуль в точке А, меняется полярность электродов и уменьшается количество ионов пространст-
309
Рис. 12-12. Иллюстрация многократного изменения направления тока на противоположное, которое может быть иногда получено с пиковым опережающим балластом (а), и эффекта, который может быть получен в цепи с активным сопротивлением при реверсе тока (б). Активное сопротивление возрастает от кривой 1 к кривым 2 и 3 (увеличено для ясности).
венного заряда, необходимого для эмиссии с катода. Когда ток снова изменяет направление в точке В, требуется более высокое, чем нормальное, катодное падение для быстрого мгновенного
восстановления ионного пространственного заряда. Действующее приложенное напряжение обеспечивает необходимое мгновенное увеличение дуги. Это напряжение в общем низкое—100 В или менее, и оно может быть недостаточно для обеспечения перезажигания, особенно со слабо эмигрирующими катодами, которые должны использоваться в металлогалогенных лампах.
Эта проблема может быть решена, если балласт сконструирован таким образом, что многократно изменяющийся по направлению ток не имеет такой вид, как показано на рис. 12-12,а, но лучше, если форма кривой тока подобна показанной на рис. 12-11. Так как ток на рис. 12-11 не содержит 3-й гармоники, то его форма может стать подобной рис. 12-12,а, если имеется некоторое приближение к резонансу на 3-й гармонике в индуктивно-емкостном сопротивлении. Тогда минимизируя это «преувеличение тока короткого замыкания», получаем преобладание емкостного сопротивления по сравнению с индуктивным сопротивлением, имеющем линейный (не насыщенный) характер, не более чем в 2 раза.
На ток, протекающий в «свободное время», в такой же мере, как на преувеличенный ток короткого замыкания, сильное влияние оказывает активное сопро-310
тйвление цепи. Причина этого может быть понята с помощью рис. 12-12,6. Волнообразность формы кривой тока дает увеличение промежутков «свободного времени», совпадающих по фазе с пиком напряжения холостого хода, но основная компонента тока перемещается по фазе, зависящей от сопротивления цепи (как это имеет место для полностью нагретой лампы), основная компонента тока опережает напряжение только примерно на 45° вместо 90°, и «свободное время», увеличиваясь, становится простым плечом на заднем фронте импульса.
На рис. 12-12,6 показано влияние увеличения активного сопротивления цепи на форму кривых, возникающее при преувеличенно низком активном сопротивлении цепи. Этот эффект очень важен прежде всего при конструировании балласта для того, чтобы гарантировать, что контур с наименьшим активным сопротивлением, при котором балласт может работать, не мог быть причиной резкого возрастания тока лампы.
Низкая степень насыщения, допустимая в магнитопроводе, не позволяет полностью регулировать ток лампы независимо от напряжения питающей сети. Однако частичная коррекция может быть получена в такой мере, что мощность лампы изменяется приблизительно пропорционально напряжению сети. Это требует, чтобы ток лампы тем не менее имел наименьшее изменение в процентном отношении, чем напряжение питающей сети. Металлогалогенные лампы вообще имеют свойство увеличивать действующее значение напряжения дуги с увеличением тока дуги (через несколько секунд для достижения новой температуры), потому что возрастает испарение добавок с увеличением температуры разрядной трубки. Вследствие этого мощность лампы вообще увеличивается быстрее, чем ток лампы.
Удовлетворительные балласты для металлогалогенных ламп могут быть сконструированы для промышленного производства, и они могут быть изготовлены со стоимостью, обеспечивающей возможность выполнения освещения металлогалогенными лампами, экономически конкурирующими с другими типами ламп. Все балласты для металлогалогенных ламп могут работать с ртутными лампами соответствующей мощности, хотя многие балласты для ртутных ламп не могут надежно работать с металлогалогенными лампами. Исключением из этого
311
правила является работа ламп в закрытом помещении в силовой сети с напряжением 480 Вис дросселями для ртутных ламп.
в)	Натриевые лампы высокого давления
Как замечено в гл. 7, натриевые лампы высокого давления могут иметь рабочую дугу, которая возрастает от 70 до 80% в течение срока службы, и могут работать при мощности, близкой к номинальной. Изменение мощности лампы с изменением напряжения на ней может быть чрезмерным при работе с опережающим балластом, поэтому эти лампы могут эксплуатироваться только с отстающими балластами. В дополнение укажем, что натриевые лампы высокого давления не имеют пускового электрода и поэтому требуют до 2000 В пикового напряжения для возникновения ионизации и зажигания лампы. К счастью, необходимый пусковой импульс для возникновения ионизации должен иметь продолжительность только не более нескольких микросекунд. Для включения ламп в сеть можно использовать обычный отстающий балласт с низким эффективным значением напряжения холостого хода и электронный стартер, обеспечивающий требуемый высокий пусковой пик напряжения холостого хода37.
Очень низкая мощность лампы в соответствии с характеристикой регулирования линейного напряжения отстающим балластом и низким действующим значением напряжения холостого хода может быть скорректирована тем или иным путем. Первый путь — такие балласты используют с электронной регулирующей цепью для компенсации переменного встречно направленного линейного напряжения, что совершенно ненадежно. Современные балласты содержат трансформатор с регулированием напряжения как часть первичной цепи в комплекте с электронным стартером. Такое решение скорее всего приводит к большему утяжелению балластов, которые не могут быть приспособлены для установки в большинстве выпускаемых уличных светильников, поэтому их устанавливают отдельно. Для того чтобы сделать балласт меньших размеров, который мог бы быть размещен в кожухах уличных светильников (как это делается для ртутных или металлогалогенных ламп), ограничивают изменение линейного напряжения сети пу-312
тем введения системы допусков, обеспечивающих его отклонение не более чем на 5% номинального. Хотя такие светильники имеются в продаже, однако прошлый опыт с уличными осветительными системами показывает, что такие требования к допускам на линейное напряжение не реальны,
г)	Люминесцентные лампы
Балласты для люминесцентных ламп делятся на два основных типа в зависимости от того, имеется или отсутствует накальная обмотка для предварительного подогрева электродов. Балласты для мгновенного зажигания ламп без предварительного подогрева электродов (см. гл. 3) требуют только подачи на лампу напряжения холостого хода и регулирования тока лампы. Используют оба типа балластов: опережающий и отстающий, причем предпочтительнее в первую очередь опережающий балласт38.
В первое время производства люминесцентных ламп широко использовался двухламповый балласт, в котором одна лампа включена в опережающую цепь, а вторая — в отстающую; тогда токи ламп будут сдвинуты по отношению к друг другу по фазе на 90°. Это снижает пульсацию суммарного светового потока светильника.
На практике в настоящее время этот балласт стал применяться редко, так как двухламповый последовательный балласт, в котором две лампы последовательно могут быть зажжены напряжением, меньшим в 2 раза по сравнению, с требуемым для зажигания одной лампы, позволяет создать балласт с более экономичной вольт-амперной мощностью. Таким образом, балласт на две последовательно включенные лампы обычно с индуктивно-емкостным сопротивлением является наиболее употребительным. К счастью, время послесвечения люминесценции для большинства люминофоров, используемых в люминесцентных лампах, больше, чем время между полупериодами тока, поэтому мелькание светового потока ламп не превышает допустимого уровня.
Балласты для ламп со стартерами и рабочим напряжением меньше чем 120 В (пристроенные лампы, настольные лампы, многие лампы, используемые в домах) выполняют в виде простой катушки с коррекцией коэффициента мощности или без нее. Обычно каждый пуск 21—69	313
Рис. 12-13. Схема типичной триггер-пусковой цепи.
да балласта и напряжение,
осуществляется вручную или стартером тлеющего разряда (см. § 3-2). Такие балласты используют для цилиндрических ламп, устанавливаемых в кухнях и ванных. Эти лампы обычно работают с так называемой «триггер-пусковой» цепью, которая также широко используется в промышленных и коммерческих зданиях.
Триггер-пусковая цепь состоит из отдельного накального трансформатора для нагрева катодов и поэтому не требует дополнительного вспомогательного пускового оборудования. Как показано на рис. 12-13, первичная обмотка накального трансформатора А соединена через балласт со вторичными зажимами. Когда лампа не зажжена, напряжение равно напряжению холостого хо-подводимое к катодам, равно
10—12 В. Это обеспечивает быстрый предварительный нагрев катодов до температуры термоэлектронной эмиссии, создает условия для возникновения необходимого ионизационного потенциала между концами нагретых катодов. Напряжение холостого хода больше, чем требуется для пуска лампы. После зажигания лампы напряжение на балласте станет равным рабочему напряжению, одновременно уменьшается напряжение на накальном трансформаторе и соответственно уменьшается напряжение на катодах, что снижает мощность, затрачиваемую на их нагрев. Имеются варианты других схем включения, обеспечивающие уменьшение напряжения нагрева катодов, но описанная выше является одной из наиболее простых.
В так называемых схемах быстрого зажигания балласт имеет накальный трансформатор для предварительного нагрева катодов. Первичная обмотка этого трансформатора в основном является первичной обмоткой балласта, и отсутствует снижение мощности, затрачиваемой на нагрев катодов после зажигания лампы. Однако накальные обмотки трансформатора сконструированы таким образом, чтобы напряжение нагрева было равно 3,75 В и потребляемая катодами мощность на их нагрев 314
составляла только несколько ватт. Более того, так как катоды имеют частичный наружный подогрев при работе лампы, то катодное падение в лампе составляет 1 В или еще меньше, чем имело бы место при отсутствии подогрева катодов. Тогда требуемая дополнительная мощность при продолжительном нагреве катодов частично компенсируется за счет уменьшения потребляемой лампой мощности при том же токе. Общая эффективность схемы, таким образом, сравнима с эффективностью схемы со стартером.
Обычно для схем быстрого зажигания используют катоды с предварительным подогревом и напряжение холостого хода балласта рассчитано на одновременное включение двух последовательных ламп, одна из которых шунтирована конденсатором так, как это показано на рис. 3-8. В лампе возникает тлеющий разряд, который переходит в дуговой, когда оба катода достигают рабочей температуры в результате их подогрева. Как было показано в гл. 3, эти схемы обеспечивают малые пусковые потери для каждой лампы и очень благоприятно конкурируют по экономичности с другими схемами. Вследствие этого они широко применяются на практике. Трудности изредка неожиданно возникают в связи с высоким переходным контактным сопротивлением в зажимах патронов, которое ведет к не соответствующему нагреву катода. Это может привести к тому, что на одном из катодов затягивается тлеющий разряд на чрезмерно больший период времени при пуске, что приводит к резкому сокращению срока службы лампы.
Наиболее общеупотребительная схема состоит из индуктивно-емкостного опережающего балласта. Имеются проблемы для многих балласов для люминесцентных ламп, связанные с недостаточным пониманием характера перезажигания для балластов этих типов. Эти трудности принципиально могут быть показаны сами по себе в форме «пульсаций», которые имеют место, когда лампы только что зажжены. Немедленно после зажигания давление паров ртути в лампе низкое, около 0,13 Па (0,001 мм рт. ст.) при комнатной температуре. При этом давлении паров ртути рабочее напряжение и требуемое максимальное напряжение для зажигания люминесцентной лампы в каждом полупериоде выше, чем при нормальном рабочем давлении паров, соответствующем температуре колбы лампы 40 или 50°С.
21*
315
Если напряжение нерезажигания лампы, обеспечиваемое балластом (алгебраическая сумма мгновенных значений напряжения на конденсаторе и напряжения холостого хода), еще не достигло требуемого амплитудного значения для перезажигания лампы, произойдет кратковременная вспышка лампы. Кратковременные вспышки возникают вместо полного погашения, как это имеет место в металлогалогенной лампе, из-за того, что
Рис. 12-14. Мгновенные значения напряжения холостого хода, напряжения на конденсаторе и алгебраической суммы Ц-c +Wx.x, имеющие соответствующую фазу для опережающего пикового балласта. Заметим, что в течение периода АВ напряжение перезажигания лампы увеличивается незначительно. Люминесцентные лампы, работающие с предельным напряжением перезажигания, могут незначительно замедлять перезажигание, но это лучше, чем они будут просто гаснуть. Имеют место замедление изменения от цикла к циклу и опережение кратковременной вспышки.
потери свободных электронов между полупериодами в люминесцентных лампах существенно меньше, чем в металлогалогенной лампе.
На рис. 12-14 показаны формы кривых напряжения холостого хода, напряжения на конденсаторе, напряжения на лампе и ток лампы для типичного опережающего пикового балласта. На этом рисунке изображен также график мгновенной алгебраической суммы напряжения на конденсаторе и напряжения холостого хода. В качественном отношении можно констатировать, что лампа работает как генератор с этой формой напряжения холостого хода и индуктивным сопротивлением. Заметим поэтому, что значение пх.х уменьшается с увеличением фазового угла после того, как ток лампы прошел через нулевое значение и поддерживаемое напряжение Ис + Их.х увеличивается с увеличением фазового угла. Таким образом, люминесцентная лампа, работающая 316
с таким балластом, не обеспечивается необходимым напряжением для нормальной ионизации и ток просто увеличивается «дальше» в течение части миллисекунды до тех пор, пока поддерживающее напряжение достаточно увеличивается для перезажигания лампы.
Относительно плоская часть кривой при увеличении напряжения перезажигания в зависимости от опережающего фазового угла значительно изменяется от периода к периоду в фазовом угле, при котором ток лампы достигает заданного уровня. Таким образом, имеется изменение от периода к периоду площади под кривой мгновенного напряжения соответственно изменению мгновенного тока и соответственно меняется световой поток лампы от периода к периоду. Это воспринимается глазом как пульсация светового потока.
В металлогалогенных лампах, конечно, диссоциация, относящаяся к потерям электронов ионами Hgb, идет быстро. Таким образом, если перезажигание лампы очень замедленно, то ток лампы равен нулю, плотность свободных электронов при перезажигании уменьшается с такой скоростью, что требуемое напряжение для перезажигания увеличивается быстрее, чем увеличивается приложенное напряжение, обеспечиваемое балластом. В этом случае отсутствуют кратковременные вспышки ламгш.
По мере того как люминесцентная лампа нагревается, давление паров ртути увеличивается, рабочее напряжение уменьшается и пик напряжения резко, в течение полупериода, снижается до уровня, обычно создаваемого балластом при соответствующем фазовом угле. Лампа перезажигается каждые полпериода при том же фазовом угле, и отсутствуют дальнейшие вспышки лампы. Также отсутствуют кратковременные вспышки лампы, если она установлена в светильнике, являющемся частью системы кондиционирования воздуха. Такие лампы обычно совершенно холодные и имеют более низкое, чем нормальное давление паров. Подобные светильники используются для освещения административных зданий, и в этих светильниках устанавливают балласты, создающие необходимое напряжение перезажигания. Как и в случае металлогалогенных ламп, эти балласты должны быть сконструированы с достаточно высоким емкостным сопротивлением и соответственно высоким индуктивным сопротивлением. Поскольку таким балластам
317
присуща более высокая стоимость, имеется определенное экономичное давление паров ртути в лампе, при котором целесообразно их использовать.
12-5. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ БАЛЛАСТЫ
Индуктивно-емкостные балласты для газоразрядных ламп обладают значительной массой — от 11,35 до 22,7 кг/кВт в зависимости от конструкции. Потери мощности в балласте составляют от 10 до 20% общей мощности также в зависимости от конструкции. Более того, они дороги: от 1 до 3 долл, за 0,454 кг при нормальном исполнении. Действительно, есть много причин, заставляющих улучшать балласты или сводить к минимуму приносимый ими убыток.
Высокое отношение полученной мощности к массе и низкое отношение потерь мощности к мощности управления кремниевым полупроводниковым прибором привлекают большое внимание в последние несколько лет к предложенному способу уменьшить или исключить некоторые главные недостатки общепринятых балластов. В настоящее время эго усилие направлено на решение одной важной задачи: созданию экономичной системы. Балласты конструируются содержащими полупроводниковый прибор как часть токоограничивающего сопротивления. Такие балласты потребляют меньшую мощность, чем общепринятые балласты. В настоящее время, однако, необходимые цепи комплектуются из многих компонентов, они значительно дороже, чем чисто индуктивноемкостные балласты.
Основной проблемой является то, что еще не создан подходящий полупроводниковый управляемый прибор. Прибор, имеющийся в распоряжении конструктора,— это тиристор или триак, эквивалентный тиратрону (исключая, что он двунаправленный).
Эти приборы остаются непроводящими, когда напряжение, приложенное к их контактам, ниже порогового или отпирающего импульса. Они становятся проводящими при очень низком приложенном напряжении и остаются проводящими до тех пор, пока ток, проходящий через них, не будет прерван по какой-либо причине. В обычной цепи это случается тогда, когда переменный ток, проходящий через прибор, меняет направление. При токе, равном нулю, полупроводниковый прибор приобре-318
тает снова непроводящие свойства и остается непроводящим до следующего отпирающего импульса, изменяя тем самым продолжительность части полупериода, в течение которой ток не проходит через нагрузку.
Проблема использования этих приборов для ограничения тока газоразрядной лампы состоит в том, что постоянная времени увеличения тока для типичной газоразрядной лампы составляет микросекунды, а продолжительность полупериода при 60 Гц 8,3 мс. Так, время открытия используемого полупроводникового выключателя составляет заметную часть полупериода и оценивается в один или более порядка значения продолжительности того времени, в течение которого ток лампы увеличивается до катастрофического уровня, если отсутствует другое сопротивление, включенное последовательно с лампой. В соответствии с этим полупроводниковая система принципиально более привлекательна, тиристор последовательно с лампой просто не работает. Некоторые другие формы присоединения сопротивления, индуктивного или емкостного, требуют, как обычно, трансформатора, который должен справляться с тем фактом, что потребитель хочет иметь лампы, работающие при 120, 208, 240, 277 и 480 В. Со временем все эти проходящие трудности, связанные с использованием полупроводниковых балластов, будут разрешены и использование этих балластов будет расширяться.
ПРИЛОЖЕНИЕ А
АМБИПОЛЯРНАЯ ДИФФУЗИЯ
Важность оптимума электронной температуры для получения максимального к. п. д. генерации резонансного излучения 253,7 нм в люминесцентных лампах неоднократно подчеркивалась, так же как и роль диффузионных потерь электронов и ионов на стенках для определения электронной температуры. Теперь более точно количественно определим факторы, которые определяют диффузионные потери и количество ионизаций на электрон, необходимо для их баланса.
Наиболее важным является то, что диффузия электронов и ионов происходит в плазме. Благодаря меньшей массе и большим тепловым скоростям электроны имеют возможность быстрее диффундировать к стенкам, чем положительные ионы; это приводит к избытку положительных ионов в плазме. Образующийся положительный заряд вызывает притяжение электронов н замедление скорости их диффузии, тот же положительный заряд образует радиальное электрическое поле, которое ускоряет диффузию положительных ионов к стенке. В результате скорость диффузии электронов уменьшается, а скорость ионов возрастает до тех пор, пока обе скорости диффузии сравняются; это так называемая скорость «амбиполярной» диффузии.
Скорость амбиполярной диффузии может быть рассчитана из уравнений переноса нонов и электронов
Г; = п^Е — Didtii/dr, |
Г(.	— п^.Е — Dednc/dr, f	1
где Г, и ГР —п лотности потока ионов п электронов; п, и пе — концентрация ионов и электронов; ц, и — подвижности ионов и электронов; и De — коэффициенты диффузии ионов и электронов; Е — градиент потенциала радиального электрического поля, вызванного избытком пространственного заряда ионов; Е может быть исключено из двух уравнений, если учесть, что в плазме п^п,. ( = п) и потоки частиц Г; и Г,. равны Г:
1
Р-<
1
Р-е
Р,- , Ре ] dn P-z p-е f dr
(А-2)
Коэффициент диффузии заряженных частиц может быть выражен через подвижность 'из уравнения Эйнштейна D = \t,kT/e. Поскольку	следовательно, 1/р;»1/р.в. Таким образом:
Г =
(Те	dn
е	dr '
(А-3)
320
В плазме низкого давления, подобной плазме в люминесцентной Лампе, температура ионов низка — от 300 до 500 К самое большое, в то время как 7е^10 000 К- Следовательно:
Г
р-дйТ'е dn	dn
е ~dr = ~~ а dr
(А-4)
Как видим, коэффициент амбиполярной диффузии Da имеет форму уравнения Эйнштейна для одного вида частиц, но в комбинации с подвижностью ионов и температурой электронов.
Мы можем применить уравнения (А-4) для расчета числа ионизации на один электрон, необходимое для баланса потерь заряженных частиц путем подстановки в уравнение непрерывности для потоков частиц — электронов и ионов. Так как предполагается отсутствие рекомбинации в объеме, то общий поток частиц через поперечное сечение цилиндра с радиусом r-j-dr равен потоку через сечение с радиусом г плюс число частиц, возникших в цилиндрическом слое толщиной dr:
2п (г + dr) Vr+dr = 2тоТг + (2nrdr) п'ц,	(А-5)
где V, — число образующихся новых пар электронов-ионов на один электрон в секунду; п—концентрация электронов. Подставляя в (А-4) значения Г, получаем:
dn	dn
— (г + dr) Da~^ +rDa-^-r+dr
= rdrn'Ji,
или
I
) dr
r + dr
dn
dr
I 1 dn (J ~~drDa~dr
— r drn'ii — 0. r + dr
(A-6)
Деля на dr и переходя
к пределу dr-* 0, получаем:
d2n 1 dn .n^i
d^"¥~W + D^==0-
(A-7)
При подстановке x = r Уvt/Da уравнение (A-7) принимает форму уравнения Бесселя, которое имеет решение с максимумом при х=0, идущее к нулю при х=2,4. Ясно, что концентрация электронов нигде внутри трубки не может быть равна нулю и должна равняться нулю повсюду вне трубки; поэтому можем сказать, что х=2,4, когда r=iR (радиусу трубки). При данном определении х оно может существовать, если и только если
*.• = (2,4/Я)2 Da= (2,4/Л)2 R (kT/e).	(A-8)
Уравнение (A-8) означает, что если заданы диаметр трубки и подвижность ионов, то число ионизаций на электрон требует поддержания постоянной концентрации электронов, если определены диффузионные потери. Наоборот, оно определяет температуру электронов, так как V; является возрастающей функцией электронной температуры, как показано в гл. 2, и электронная температура определяет в большой степени баланс энергии в разряде.
Подвижность ионов в люминесцентной лампе сильно зависит от природы и давления наполняющего инертного газа, так как столкновения с атомами инертного газа, главным образом, определяют подвижность ионов ртути. Следовательно, три особенно важных вход-
321
Пых параметра имеются В распоряжении у разработчика ламп, это выбор инертного газа, давления газа н диаметра трубки. Как видно из (А-8), чем меньше диаметр трубки или больше подвижность ионов, тем выше температура электронов; чем легче инертный газ и чем ниже его давление, тем выше подвижность ионов и тем выше должна быть частота ионизации и электронная температура.
ПРИЛОЖЕНИЕ Б
ЗОНДОВЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ В ПЛАЗМЕ
Техника проведения и интерпретации зондовых измерений в плазме впервые была разработана Лэнгмюром [Л. В-1], распространена на не максвелловские распределения электронов Дрюве-стейном [Л. В-2] и в дальнейшем упрощена для последнего случая Медикусом [Л. В-3]. Основываясь на измерениях тока на проволоку или проводящий диск, погруженных в плазму, в зависимости от их потенциала может быть получена информация о плотности электро-
Рнс. Б-1. Схематическое изображение зондовой вольт-амперной характеристики.
А — ток насыщения электронов на зонд, размеры которого велнкн по сравнению с толщиной оболочки; В — то же, что А, но размеры оболочки не намного меньше размеров зонда; С — область торможения электронов; D — ток насыщения ионов на зонд; £ — электронный ток на зонд, измеренный путем экстраполяции тока насыщения нонов.
нов, распределении по энергиям и о потенциале плазмы. Так как интерпретация наиболее проста для случая максвелловского распределения по энергиям, обсудим сперва его.
Различные участки вольт-амперной характернстикн хорошо иллюстрируются кривой иа рнс. Б-1. Когда потенциал зонда точно равен потенциалу плазмы, не существует электрического поля, вызванного зондом, и зонд собирает случайный ток ионов и электронов, вызванный их тепловым движением. Если f(o)—функция распределения скоростей электронов, vx — компонента скорости, нормальная к зонду, и Je — плотность электронного тока, то
00
Je=ene j* vx~°
vy=-°° vz
со
J VXf (Vx<
Vy, vz) dvxdvydvz.
(Б-1)
Можно показать, пользуясь статистической механикой, что, если f(o)—максвелловское распределение, то плотность электронного
322
тока
Je = ene V^kTe/Inm.
Выражение для плотности ионного тока полностью аналогично
= erij VkTi/lr-mi.
(Б-2)
где mi—масса иона; "Ti—температура нонов. Заметим, что для .-тонов и электронов ртути Vmilт = 600, в результате плотность слу чайного тока ионов практически пренебрежима по сравнению с таковой для электронов, поэтому когда зонд находится прн потенциале плазмы, он собирает преимущественно электронный ток, величина которого пропорциональна плотности электронов. Если потенциал зонда теперь сделать положительным по отношению к потенциалу плазмы, получится очень малое увеличение тока на зонд. Помним, что зонд находится в плазме; положительный потенциал зонда отталкивает положительные ионы из узкой оболочки около зонда и электрическое поле не проникает в плазму, так что на электроны в плазме на некотором расстоянии от зонда положительный потенциал не воздействует. Зонд продолжает собирать случайный ток электронов из плазмы.
Эффективная поверхность зонда слегка увеличивается, однако именно поэтому каждый случайный электрон на внешней границе оболочки попадает на зонд. Оболочка растет по толщине с ростом положительного потенциала зонда. В случае зонда в форме диска часто возможно сделать диаметр зонда большим по сравнению с толщиной оболочки, тогда увеличение толщины оболочки не будет приводить к заметному увеличению эффективной поверхности зонда и электронный ток, собираемый из плазмы, в общем будет едва увеличиваться при увеличении положительного потенциала плазмы.
Если потенциал зонда делается отрицательным, оболочка положительных ионов, в которой отсутствуют электроны, достигает зонда. Ситуация очень похожа на ту, которая до этого исключалась, т. с. что ие все случайные электроны с границы оболочки могут достичь зонда. Только те электроны могут теперь достичь его, у которых компонента скорости, нормальная к поверхности зонда, имеет кинетическую энергию, большую чем тормозящий потенциал зонда, т. е. те, для которых
(r?w2x-/2) eVp,
где Ир — отрицательная разность потенциала между зондом н плазмой.
При этих условиях
( f f fy. vz)dvxdvydvz. (Б-3)
Опять можно показать, что для максвелловского распределения по скоростям
(Б-4)
323
Из рис. Б-1 видно, что когда потенциал зонда пересекает потенциал плазмы, имеет место резкий переход; при положительных потенциалах зонда электронный ток на зонд меняется слабо с потенциалом зоида, в то время как при отрицательных потенциалах зонда электронный ток изменяется экспоненциально с потенциалом зонда. Этот переход или точка излома обычно может быть определена с приемлемой точностью из экспериментальных данных (см. рис. 4-8) и устанавливает экспериментальное измерение потенциала плазмы
Согласно рнс. Б-1, когда потенциал зонда становится достаточно отрицательным, электронный ток становится пренебрежимо малым и остающийся ток является только током случайных положительных ионов. В отрицательной области зонд имеет положительную оболочку и потенциал зонда, следовательно, не проникает заметно в плазму, так что ток положительных ионов легко достигает насыщения по сравнению с током электронов, хотя, конечно, ток насыщения очень мал.
Рис. Б-2. Логарифм электронного тока на зонд в зависимости от потенциала зонда. Так как почти никогда не имеется резкого «излома» в кривой при потенциале плазмы, потенциал плазмы и ток насыщения электронов обычно определяются по пересечению двух экстраполированных прямых линий, как это показано.
<4 — максвелловское распределение энергии электронов: наклон прямой линии дает температуру; В— распределение с избытком быстрых электронов по сравнению с максвелловским; С — распределение с недостатком быстрых электронов по сравнением с максвелловским.
Обычный порядок обработки зондовых измерений включает в себя выделение тока положительных попов из общего тока; для этого строят электронный ток как функцию потенциала зонда на полулогарифмической бумаге, как показано на рис. Б-2. Если кривая представляет собой прямую линию в области торможения электронов, то это является экспериментальным подтверждением того, что распределение максвелловское; наклон кривой 1g i от Vp дает температуру электронов [см. (Б-4)]. Насыщение электронного тока дает плотность электронов, если известна температура [см. (Б-1)] и потенциал в точке излома дает потенциал плазмы.
На рис. Б-2 даны также примеры кривых 1g i от Ур для двух других случаев, представляющих значительный экспериментальный интерес: распределение электронов по энергиям в основном максвелловское, но имеет либо избыток, либо недостаток электронов с большой энергией. В общем случае для не максвелловского распределения Дрювестейн первый показал, что функция распределения по энергиям f(U) (предполагая изотропное распределение скоростей) пропорциональна второй производной от напряжения зонда на кривой электронного тока от напряжения зонда [Л. Б-2].
324
Без разработки устройства для автоматического получения второй производной этот способ определения функции распределения электронов не особенно пригоден, так как приводит к очень большим ошибкам в результате получения второй производной точки за точ-। кой нз экспериментальных данных. Для многих целей и, наверняка, для применений, изложенных в гл. 4, достаточно сделать два упрощения.
Первое упрощение: уравнение (Б-3) описывает также скорость возбуждения или ионизации (для электронов с одной компонентой скорости) атома, имеющего эффективное сечение для возбуждения или ионизации, которое принимается постоянным выше порога соответствующей энергии (во многих случаях это не плохая аппроксимация для действительного эффективного сечения). Для сферически симметричного распределения скоростей электронов две другие компоненты скорости будут описываться подобными уравнениями. Таким образом, зондовая кривая сама приблизительно пропорциональна относительной скорости возбуждения и ионизации энергетических уровней атома различной энергии выше основного состояния.
Сравнение кривых 1 и 4 на рис. 4-8 прежде всего показывает, что скорость ионизации ртути (У< = 10,4 В), пропорциональная току на зонд при отрицательном потенциале по отношению к плазме в 10,4 В, на два порядка больше в плазме на расстоянии 0,25 см от катода, чем в плазме на расстоянии 2,0 см от катода. Кроме того, кривые 5 п 6 рис. 4-8 наводят на мысль, что скорость возбуждения уровня ртути 73S (с которого излучается главная часть видимого света), лежащего приблизительно на 8 В выше основного состояния, должна быть на несколько порядков ниже, чем для плазмы с максвелловским распределением при той же температуре, но для высоких значений энергий. Эти кривые получены в фарадеевском темном пространстве разряда и показывают, почему оно кажется темным по сравнению с другими частями тлеющего свечения нли большей частью положительного столба.
Второе упрощение, обычное для проблемы отрицательного свечения, заключается в том, что распределение энергии состоит из двух различных групп электронов: максвелловской группы и наложенной группы электронов с высокой энергией, вклад которой в кривую электронного тока зонда может быть определен отдельно.
Медикус первый показал, что моноэнергетические группы электронов с полностью случайной ориентацией векторов скорости, сферически симметричной в пространстве скоростей, дают зондовую характеристику электронного тока, имеющую вид:
еп,- /2еУ,Л1/2
4ус \ т J 0/е — Vp)> Vp<Ve,
где Ve — энергия электронов: Ур — отрицательный потенциал зонда относительно потенциала плазмы [Л. Б-3].
Когда моноэнергетическая группа электронов плотностью лгр со случайно ориентированными скоростями и максвелловская группа электронов плотностью nes присутствуют в плазме, общий электронный ток на зонд дается выражением
(,епер (2eVe\1'2	( kTe\'12 ~eVP'kre
(ye-vp)+enes^j e .	(Б-5)
325
В случае, подобном отрицательному свечению, рассмотренному в гл. 4, первичные электроны, впрыснутые в отрицательное свечение, пройдя катодное падение, близки к моноэпергетическим, имеющим энергию, приблизительно равную катодному падению. После того как электроны пройдут путь в несколько длин свободного пробега для упругих соударений, вектор скорости у них имеет уже приблизительно случайную ориентацию. Так как ток на зонд, вызванный этими электронами, уменьшается только линейно с потенциалом зонда, в то время как ток, вызванный группой с максвелловским распределением, уменьшается экспоненциально, то при отрицательном
Рис. Б-3. Электронный ток на зонд в зависимости от напряжения в линейных координатах (по данным кривых 1 и 2 рис. 4-8). Заметим, что компонента быстрых электронов изменяется приблизительно пропорционально Vp—Ve, показывая, что это вызвано моиоэнергетн-ческоп группой быстрых электронов, накладывающихся на максвелловскую группу с меньшей энергией.
/ — компонента максвелловских вторичных электронов; В — моноэиергетиче-ская компонента первичных электронов.
пвтенциале зонда относительно потенциала плазмы на 5—6 В, ток на зонд, вызванный первичными электронами, является доминирующей компонентой и легко может быть определен.
Ток на зонд можно определить по зависимости тока на зонд от напряжения. На рис. Б-3, как пример, показаны кривые 1 и 2 (рис. 4-8), перестроенные в линейной шкале. Ток на зонд при отрицательном напряжении 5 В или близким к нему является мерой плотности моноэнергетической компоненты в распределении электронов по энергиям, т. е. плотности первичных электронов в отрицательном свечении. Рисунок 4-10 показывает проникновение первичных электронов в тлеющее свечение в зависимости от расстояния.' 326
Приложение в
РАСЧЕТНЫЕ ЗНАЧЕНИЯ НЕКОТОРЫХ ФУНКЦИИ (ГЛ. 5|
В пределах 10% зависимость между 0, Те и х'пе во всей приведенной выше области значений 0 и х'п„ может быть представлена эмпирической функцией
9 = 1,32. ,15 300% +6;0,-1«ичНМ)«/му
Таблица В-1
Зависимость 0 от Те и х'пе (рис. 5-7)
т'х	т 		...	...	е				
	7500	10 000	12 500	15 000	17 500
10” 10”	1,82X10-’ 2,18	1,30X10-5 1,40	1.24Х10-4 1,47	5.97ХЮ-4 7,20	1,93X10-’ 2,35
2-10”	2,52	1,56	1,66	8,32	2,68
4-10”	3,17	1,97	2,08	1,05X10"’	3,33
б-10”	3,78	2,36	2,47	1,24	3,95
8-10”	4,31	2,69	2,82	1,40	4,48
10”	4,84	3,02	3,18	1,57	5,07
2-10”	6,91	4,27	4,34	2,15	6,90
4-10”	9,06	5,79	5,96	2,96	9^59
6-10”	1,06X10-6	6,64	6,86	3,40	1,09X10-’
8-10”	1,17	7,24	7,48	3,65	1,18
10”	1,25	7,70	7,90	3,87	L24
Таблица В-2
Зависимость we от Те и х’пе (рис. 5-9)
	т 	 е				
	7500	10 000	12 500	15 000	17 500
10” 10”	9.24ХЮ-” 9,08	7.05ХЮ-” 6,83	2,30ХЮ-’4 2,23	5,00X10-” 4,83	8.57ХЮ-” 8,32 8,12
2-10”	8,85	6,71	2,18	4,72	
4-10”	8,76	6,38	2,07	4,44	7 J3
6-10”	8,12	6,07	1,97	4,24	7,33
8-10”	7,78	5,82	1,87	4,05	7,02
10”	7,55	5,56	1,79	3,84	6^66
2.10”	6,32	4,56	1,45	3,15	5Д7
4-10”	5,00	3,43	1,14	2,29	3-85
6-10”	4,10	2,74	8,71ХЮ-”	1,78	3,03
8-10”	3,48	2,26	7,14	1,48	2 48
10”	2,98	1,90	6,07	1,25	2 ДО
327
В пределах 10% зависимость между Т/ w x'rie и значением а>*е, Вт/(электрон-10-3 мм рт. ст.) в приведенной области изменения может быть представлена чисто эмпнрцческим соотношением
2,55-Ю-^-58^7*
W*e 1 +2,79.10^1Ч'пе ’
.Таблица В-3
Зависимость weur от Ге и т'пДрис. 5-10)
'‘пе	Те			—	
	7500	10 000	12 500	15 000	- 17 500
1010	9.22Х10-17	11,9X10-,s	5,87X10~,s	17.0Х10-15	36.3ХЮ-12
10,а	9,40	12,3	6,10	17,9	38,6
2-Ю12	9,56	12,6	6,32	18,7	40,5
4-Ю12	9,87	13,3	6,76	20,3	44,0
6-Ю12	10,2	13,9	7,15	21,7	47,5
8-Ю12	10,4	14,5	7,53	22,9	50,4
1013	10,7	15,1	7,40	23,8	53,7
2-1013	11,6	17,2	9,10	28,4	63,7
4-1013	12,7	19,4	10,8	34,5	78,6
6-1013	13,4	20,9	11,8	37,9	85,9
8-1013	14,0	21,9	12,4	39,6	90,0
10й	14,2	22,7	12,9	40,3	94,1
В пределах 10% во всей показанной области зависимость weur, Вт/(электрон ПО-3 мм рт. ст.) от т'пе и Те может быть представлена чисто эмпирическим выражением
weur= 1,44-Ю-12е 74 000/Г^+2,81.10-12Х xr91 200^(1 + 8i45e-1,gxS-iwm«)
Первый член характеризует возбуждение электронов с основного уровня на уровень ‘Pi, излучающий линию 185 нм, в то время, как второй член соответствует возбуждению до уровней 73S и 63£) нз основного состояния и состоянии 3Р.
ПРИМЕЧАНИЯ К РУССКОМУ ПЕРЕВОДУ
1	Впервые объяснение н количественный расчет зависимости выхода резонансного излучения от различных факторов и в том числе от давления были даны в довоенных работах В. А. Фабриканта н его сотрудников Ф. А. Бутаевой и др. (см. В. А. Фабрикант. Механизм излучения газового разряда. — В кн.: Электронные и ионные приборы. Под ред. П. В. Тимофеева. М., Труды ВЭИ, 1940, вып. 41).
2	В Советском Союзе на возможность превращения богатого УФ излучения ртутного разряда в видимое излучение прн помощи люминофоров указал акад. С. И. Вавилов. Практические опыты в этом направлении были начаты в 1935 г.
3	В связи с развитием полупроводниковой техники есть основание полагать, что со временем найдут более широкое применение питание люминесцентных ламп повышенной частотой и вообще применение полупроводниковых схем управления разрядом.
4	Существенное развитие теории Таунсенда было дано В. Роговским, который учел роль объемных зарядов в процессе прохождения электронных лавин. Это дало возможность представить сам процесс перехода несамостоятельного разряда в самостоятельный тлеющий разряд. По праву теорию пробоя газового промежутка называют теорией Тауисенда — Роговского.
Более подробное и систематическое изложение теории Таунсенда-Роговского дано в ряде отечественных монографий (например, в книге Н. А. Капцова. Электрические явления в газах и вакууме, М., Гостехиздат, 1947), где приведена подробная библиография по этому вопросу.
5	Развитие и установление той или иной формы самостоятельного разряда зависит от условий внешней цепи источника света (напряжение, сопротивление балласта), от процессов, имеющих место на катоде (работа выхода, эмиссноиная способность, рабочая температура и др.), от давления и рода газа в лампе, от ее конструкции и т. п. Следует также иметь в виду, что прн увеличении напряжения на электродах и повышении плотности тока заметное влияние начинают оказывать объемные заряды. У анода образуется избыточный положительный заряд, и распределение потенциала между анодом и катодом будет неравномерным.
•	В отечественной практике наряду с двухламповыми схемами последовательного включения широко используются и одноламповые схемы включения. Следует также иметь в виду, что при последовательном включении двух ламп выход из строя одной лампы приводит к отключению второй лампы, поэтому надежность такой схемы включения будет ниже при прочих равных условиях, чем одноламповой.
•	7 Импульс напряжения, возникающий на лампе, зависит от фазы напряжения сети в момент размыкания электродов стартера и от 22—69	329
емкости конденсатора. Амплитуда папряженйя/на лампе при отсутствии конденсатора в стартере может составить 12 кВ, а при наличии конденсатора она снижается до 1—1,5 кВ, но длительность импульса в первом случае равна 1—2 мкс, а во втором— 1300— 1500 мкс.
8	Процесс быстрого зажигания люминесцентных ламп рассмотрен автором очень упрощенно, и многие важные детали упущены. Имеется большое число работ советских авторов, в которых рассмотрены различные аспекты этого процесса (см. М. И. Фугенфи-р о в. Электрические схемы с газоразрядными лампами. А., «Энергия», 1974), где приведена подробная библиография по этому вопросу).
,J На напряжение зажигания ламп оказывает влияние ряд факторов, которые можно разделить на внутренние и внешние. К внутренним факторам следует отнести тепловой режим н конструкцию электродов, давление и род наполняющих лампу газов, длину и диаметр трубки. Внешними факторами, определяющими напряжение зажигания лампы, являются температура и влажность окружающей среды, оказывающая влияние на образование на поверхности трубки проводящей пленки с высоким сопротивлением. К внешним факторам также следует отнести наличие устройств, облегчающих зажигание лампы (проводящая полоса или проводящее покрытие).
10	Процесс зажигания разряда в длинных трубках при низком давлении наполняющего газа подробно исследовался в ряде отечественных работ. Было установлено, что процесс зажигания разряда можно условно разбить на три стадии: пробой газового промежутка поджигающий электрод — ближайший участок стеики трубки; распространение плазменного фронта по трубке от поджигающего электрода ко второму электроду и возникновение тлеющего разряда; переход тлеющего разряда в дуговой. Обеспечение осуществления каждой из этих стадий н процесса в целом определяется рядом факторов, находящихся в причинной связи как с внутренними параметрами лампы, так и характеристиками внешней цепи. (Подробно эти вопросы рассмотрены, например, в работах: А. Е. Н о в и к. Пробой и развитие разряда в люминесцентных лампах при бесстартер-ном зажигании. — «Светотехника», 1962, № 12. В. Реттиер. Надежность зажигания люминесцентных ламп в бесстартерных схемах включения.— «Светотехника», 1967, № 1 и др.).
11	В Советском Союзе применяются микропирометрические методы измерения температуры электродов газоразрядных ламп в моменты кратковременного отсутствия разряда, основанные на значительно большей тепловой инерции электродов по сравнению со скоростью исчезновения свечения разряда. Эти методы были предложены и разработаны Г. Н. Рохлиным в 1940—1941 гг. (см. Г. Н. Рохлин. Тепловые процессы в разрядах сверхвысокого давления. Автореф. дне. на соиск. учен, степени канд. техн. наук. М., 1946. ВЭИ). Они позволяют измерять температуры отдельных небольших участков электродов практически в любых газоразрядных лампах.
12	Упрощение, которое делает Д. Уэймаус, решая одномерную задачу дли бесконечного плоского катода и стенки, в данном случае приводит примерно к 20-кратному завышению роли инертного газа.
Более правильные расчеты показывают, например, что прн давлении аргона 130 Па скорость испарения уменьшается не в 100 раз, а только в 3—5 раз (см. Е. В. О х о н с к а я. Исследование режимов 330
работы электродов газоразрядных ламп низкого давления. Лвтореф. дис. на соиск. учен, степени капд. техн, наук, М., 1974, МЭИ). Таким образом, учет только снижения скорости испарения за счет присутствия инертного газа не может объяснить большого срока службы катодов люминесцентных ламп. Более существенна, по-видимому, роль возврата ионов оксида на катод при правильном режиме работы электродов (см. Г. Н. Рохлин, С. П. Р е ш е н о в. О цикле атомов оксида в прикатодной области дугового разряда. — «Светотехника», 1970, № 11, Е. В. О хо пс кая, С. П. Р е ш е н о в, Г. Н. Рохлин. Механизм истощения эмиттирующего покрытия электродов в разряде низкого давления на переменном токе. — «Светотехника», 1974, № 2).
13	Изучение влияния пускового режима на долговечность катодов люминесцентных ламп было предметом ряда работ, выполненных на кафедре МЭИ под руководством В. С. Литвинова (см. «Светотехника» и сборник трудов МЭИ).
14	Необходимо отметить в этой связи работу Н. А. Карелиной Характеристика столба гелиевого разряда. — ЖТФ, 1947 г. В этой работе, выполненной в 1941 г. под руководством Б. Н. Кляр-фельда, была составлена и решена полная система уравнений столба гелиевого разряда с учетом ступенчатой ионизации и излучения. Сравнение с экспериментом дало хорошее совпадение результатов.
15	Экспериментальный н теоретический анализ процессов в столбе разрядов, главным образом низкого давления, был дан в большой серии классических работ, выполненных В. А. Фабрикантом и его сотрудниками, начиная с 1934 г. (см. В. А. Фабрикант. Механизм излучения газового разряда. Труды Всесоюзного электротехнического института. Электронные и ионные приборы, под ред. П. В. Тимофеева. М., Госэнергоиздат, 1940, вып. 41. Г. Н. Рохлин. Газоразрядные источники света. М., «Энергия», 1966.).
16	Обширные и обстоятельные экспериментальные измерения характеристик положительного столба люминесцентных ламп были выполнены И. М. Весельницким (см. Автореф. дис. на соиск. учен, степени канд. техн, наук М., 1966, ВЭИ.) В специально разработанной установке он измерил отдельно излучение обеих резонансных линий ртути, катодное и анодное падения потенциала и градиент потенциала в столбе для диаметров трубки 19, 24, 38 и 54 мм при изменении силы тока от 1,1 до 5 А для различных наполняющих газов — Na, Аг н Кг при давлениях от 6,5—500 Па н изменении температуры водяной бани (давление паров ртути) от 20 до 70°С.
17	Срок службы кварцевых ламп в сильной степени зависит от температуры кварцевого стекла. Чем выше температура, тем меньше срок службы при прочих равных условиях, (см. Г. Н. Рохлиц, Газоразрядные источники света. М., «Энергия», 1966.)
18	Внешние колбы ртутиых ламп высокого давления наполняют обычно смесью аргона с добавкой азота, а не чистым азотом, так как в чистом азоте больше тепловые потери.
19	Вопрос о существовании локального термодинамического равновесия в столбе разрядов высокого давления является в последнее время предметом дискуссий между специалистами.
20	Бариевый пленочный катод применялся в СССР для ртутных ламп высокого давления еще в довоенные годы.
21	Материал этой главы является по существу кратким обзором по натриевым лампам. § 7-2, посвященный натриевым лампам высокого давления, дает лишь общее представление об этих лампах и
22*
331
не отражает положения дел на сегодняшний день. (Более полное изложение будет дано в готовящейся к переизданию книге Г. Н. Рохлина «Газоразрядные источники света. М., «Энергия», 1966).
22	фундаментальные исследования натриевого разряда низкого давления были проведены в СССР Б. Н. Клярфельдом в период 1932—1937 гг. (см. библиографию и обзор. Труды ВЭИ, 1940, №41).
23	По нашему мнению, не менее важную роль в необычайно сильном уширении резонансных линий натрия с ростом давления играет резонансное уширение (особый вид ушнрення при взаимодействии между собой атомов одного вида).
24	Стеклоцементы обычно лучше смачивают керамику, чем металл колпачка, а твердые припои (активные металлы) — наоборот. Вопрос о размерах допустимого зазора сложнее, чем излагает Д. Уэймаус. Размеры зазора зависят не только от сил смачивания, но также и от КТР элементов металлокерамического узла, его конструкции и механических свойств стеклоцементов и твердых припоев.
25	По нашим данным в современных натриевых лампах высокого давления парциальные давления натрия составляют 7—9 (50ч-70мм рт. ст.), а ртути 30ч-90 кПа (220—700 мм рт. ст.).
26	В современных натриевых лампах высокого давления ртуть в видимой области спектра практически не дает свечения и поэтому на цветопередачу не влияет.
27	В настоящее время удалось в значительной мере устранить этот недостаток. У современных натриевых ламп высокого давления повышение напряжения в процессе горения составляет не более 0,5—1 В за 1000 ч горения.
28	В самое последнее время появились натриевые лампы высокого давления, которые могут зажигаться без стартера от напряжения сети 180 В. Разряд инициируется либо электростатически через проволоку, окружающую часть разрядной трубки, либо нитью, которая нагревает разрядную трубку до температуры, соответствующей минимуму напряжения зажигания (180 В). Однако этот метод зажигания требует наполнения разрядной трубки смесью 99,5% Ne+ +0,5% Аг, что приводит к снижению световой отдачи примерно па 25%.
29	Выражение (8-1) дает только качественное представление о выходящем излучении, поскольку в нем большая реабсорбция излучения, различная для ртутных линий и линий металла добавки, принята одинаковой ((%).
30	Имеется в виду упругость паров насыщающих пространство.
31	Сейчас металлогалогенные лампы с галогенидами некоторых редкоземельных металлов широко применяются, обеспечивая самую лучшую цветопередачу и высокую световую отдачу, правда, при более низком сроке службы.
32	В Советском Союзе разработчики довольно быстро отказались от попыток сконструировать металлогалогенные лампы (ДРИ — дуговые ртутные с иодидами), способные работать от ПРА, предназначенных для ламп ДРЛ, и пошли по пути создания ламп ДРИ двухэлектродной конструкции и их зажигания при помощи малогабаритного импульсного зажигающего устройства. Это устройство пригодно также для зажигания натриевых ламп высокого давления н ламп ДРЛ при низких температурах.
332
33	Кроме указываемых Д. Уэймаусом факторов, ртуть при высоком давлении вызывает еще значительное уширение линий добавок, благодаря чему увеличивается их выход из разряда. Уширение линий добавки атомами буферного газа носит достаточно общин характер . и играет важную роль в разрядах высокого давления с излучающими добавками. Без учета этого явления нельзя объяснить высокий выход резонансного излучения добавок прн парциальных давлениях их паров в десятки мм рт. ст., когда самопоглощение должно быть очень велико (см. гл. 7 в кн.: Ртутные лампы высокого давления. Под ред. И. М. Весельницкого и Г. Н. Рохлина. М., «Энергия», 1971). В авторском свидетельстве Г. С. Сарычев, Г. Н. Рохлин и др. № 216847. Опубл, в бюл. «Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки», 1968, № 15 предложено использовать этот эффект для увеличения выхода излучающих добавок.
34	Материал, изложенный в этом разделе книги, к сожалению, далеко не отражает весь комплекс вопросов, связанных с теорией, методами расчетов, разработкой и эксплуатацией пускорегулирующих устройств газоразрядных ламп.
Он дает лишь некоторое поверхностное представление об используемых схемах включения ламп и тех проблемах, которые возникают при работе лампы в электрической сети.
Как известно, элементарные электрические характеристики газового разряда определяются физическими свойствами самого разряда, но также зависят от параметров и свойств всех элементов контура, в котором работает лампа. Введение в контур лампы активных и реактивных сопротивлений, нелинейность самого газового разряда приводят к сильному искажению форм кривых тока и напряжений. При анализе электрического контура с газоразрядной лампой появляются нелинейные зависимости н возникает ряд теоретических трудностей, связанных с установлением соответствующих количественных соотношений, характеризующих переходные и стационарные процессы в подобной цепн.
Задача по обеспечению надежной и эффективной эксплуатации ламп приводит к необходимости формулировать ряд требований к аппаратам для их включения. От правильного выбора параметров аппаратов, а также их согласования с характеристиками газоразрядных ламп зависят надежность и экономичность осветительной установки. Следует подчеркнуть, что требования, предъявляемые к аппаратам включения, противоречивы и при решении конкретных задач по разработке схем включения тех или иных ламп приходится искать компромиссные решения; возникает задача по оптимизации комплекта лампа — аппарат включения, а для создания высокоэффективных установок с большим количеством газоразрядных ламп появляется необходимость в многовариантном системном анализе.
В указанных направлениях выполнен большой объем работ советскими учеными. Следует отметить работы Р. Г. Извекова, В. М. Скобелева, А. М. Троицкого, В. С. Литвинова, А. Е. Краснопольского, А. Г. Алиханиди и многих других. (Подробную библиографию этих работ можно найти в книге М. И. Фугенфирова «Электрические схемы с газоразрядными лампами». М., «Энергия», 1974.)
35	Такая аппроксимация лампы приводит к грубым ошибкам. Это обусловлено тем, что газоразрядная лампа обладает нелинейной вольт-амперной характеристикой.
333
30	Исследования процессов перезажигания разряда показали, что в кривой напряжения на лампе в момент повторного возникновения разряда появляется пик напряжения, называемый пиком перезажигания. Величина этого пика напряжения изменяется в значительных пределах н зависит от многих обстоятельств.
После погасания разряда в междуэлектродном пространстве лампы начинается процесс деионизации. Чем больше пауза тока, тем в большей степени деионизируется разрядный промежуток и тем больше величина напряжения перезажигания. Пауза тока зависит от мгновенного значения напряжения на лампе в момент перехода тока через нулевое значение. Это определяет требование к аппарату включения лампы: обеспечить необходимый сдвиг по фазе между током и напряжением. Кроме того, при прочих равных условиях напряжение перезажигания зависит от вида материала, из которого изготовлен электрод, от массы электрода и его геометрии. С повышением температуры электрода и уменьшением работы выхода напряжение перезажигания уменьшается. С ростом частоты питающего лампу напряжения пик перезажигания уменьшается, и при определенном ее значении пики перезажигания полностью исчезают. На процесс перезажигания также оказывает влияние род наполняющего лампу газа (см. Д. А. Г о у х б е р г. Влияние эмиссионных свойств электродов на напряжение зажигания ксеноновых ламп с. в. д. переменного тока. — «Светотехника», 1964, № 2. Г. Н. Рохлин. Тепловые процессы в разрядах сверхвысокого давления. Автореф. дис. на соиск. учен, степени канд. техн, наук, М., 1946, ВЭИ).
37	Самым простым решением вопроса зажигания натриевой лампы высокого давления было бы использование стартеров тлеющего разряда, которые обычно применяются для зажигания люминесцентных ламп. Однако их включения непосредственно параллельно лампе недопустимо. Для устранения указанного недостатка можно последовательно со стартером включить конденсатор н резистор, где конденсатор является основным токоограничивающим элементом, а резистор ограничивает амплитуду тока, протекающего через закрытые контакты стартера. Получили широкое применение на практике различные типы электронных стартеров, собранных на тиристорах и других полупроводниковых элементах.
38 Отечественная практика н мировой опыт показывают, что утверждение о предпочтительном применении опережающего балласта не правильно. Если учесть обязательное требование о поддержании на определенном уровне коэффициента мощности установки, то возникает необходимость использования комбинации из отстающего и опережающего балластов.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1-1. С. Kenty, /. Appt. Phys., vol. 21, p. 1309, 1950.
1-2. G. Bekefi, Radiation Processes in Plasmas. New York: John Wiley & Sons, Inc., 1966, pp. 73—79.
1-3. J. E. Kaufman, ed., IES Lighting Handbook. Fourth Edition. New York: Illuminating Engineering Society, 1966, p. 2.4.
1-4. Ibid., p. 1.3.
2-1. M. A. Easley. J. Appl. Phys., vol. 22, p. 590, 1951; W. Verweij. Physica, vol. 25, p. 980, 1959.
2-2. E. F. Lowry, W. C. Gungle, and C. W. Jerome, «Some Problems Involved in the Design of Fluorescent Lamps», IES National Technical Conference, 1954.
2-3. E. F. Lowry, «The Physical Basis for Some Aspests of Fluorescent Lamp Behavior», I.E.S. National Technical Conference, 1952.
2-4. C. W. Jerome, Ilium. Engr., vol. 51, p. 205, 1956.
2-5. T. Holstein, Phys. Rev., vol. 72, p. 1212, 1947; T. Holstein, D. Alpert, and A. O. McCoubrey, Phys. Rev., vol. 85, p. 985, 1952.
2-6. J. F. Waymounth, F. Bitter, and E. F. Lowry, Ilium. Engr., vol. 52, p. 257, 1957.
2-7. C. Kenty, f. Appt. Phys., vol. 21, p. 1309, 1950.
2-8. B. Klarfeld, Tech. Phys., USSR, vol. 5, p. 913, 1939.
2-9. J. F. Waymouth and F. Bitter, I. Appl. Phys., vol. 27, p. 122, 1956.
2-10. S. C. Brown, Basic Data of Plasma Physics. Cambridge, Mass.: M.I.T. Press, 1959.
2-11. J. O. Aicher and E. Lemmers, Ilium. Engr., vol. 52, p. 579, 1957.
2-12. M. A. Biondi, Phys. Rev., vol. 90, p. 730, 1953 L. M. Chanin and M. A. Biondi, Bull. Am. Phys. Soc., vol. 2, p. 262, 1957.
2-13. W. G. Gungle, J. F. Waymouth, and H. H. Homer, Ilium. Engr., vol. 52, p. 262, 1957.
3-1. L. B. Loeb, Basic Processes of Gaseous Electronics. Berkeley, Calif.: University of California Press, 1955, Chapter 8.
3-2. S. C. Brown, Basic Data of Plasma Physics. Cambridge, Mass.: M.I.T. Press, 1959, pp. 123 ff.
3-3. G. K. Wehner, «Sputtering by Ion Bombardment», Advances in Electronics and Electron Physics VII, L. Marton, ed., New York: Academic Press, 1955.
3-4. A. E. Lemmers and W. W. Brooks, Ilium. Engr., vol. 47, p. 589, 1952; W. C. Gungle, Ilium. Engr., vol. 48, p. 579, 1953.
3-5. Loeb, Gaseous Electronics, p. 664.
3-6. R. F. Townsend and H. (E. Bachman, Ilium. Engr., vol. 47 p. 214, 1952.
3-7. F. M. Penning, Zeits. f. Physik, vol. 46, p. 335, 1928.
3-8. A. A. Kruithof and F. M. Penning, Physica, vol. 4, p. 450 1937.
335
3-9. R. N. Thayer and D. D. Inman, Trans. Ilium. Engr. Soc., vol. 40, p. 641, 1945.
3-10. T. C. Sargent and R. H< McFarland, Ilium. Engr., vol. 45, p. 423, 1950.
4-1. J, O. Aicher, U.S. Patent 2,306,925 (December 29, 1942).
4-2. E. F. Lowry et al., Ilium. Engr., vol. 46,-p. 288, 1951.
4-3. W. B. Nottingham, «Thermionic Emission», Fig. 41, Handbuch der Physik, Vol. XXI, S. Flugge, editor. Berlin: Springer-Verlag, 1956.
4-4. J. F. Waymouth, I. Appl. Phys., vol. 30, p. 1404, 1959.
4-5. G. Medicus, J. Appl. Phys., vol. 27, p. 1242, 1956.
4-6. Nottingham, «Thermionic Emission», Fig. 57.
4-7. C. G. Found, Phys. Rev., vol. 45, p. 519, 1934; M. J. Druyves-tyn and N. Warmoltz, Physica, vol. 4, p. 41, 1937; A. D. Forster-Brown and M. A. Cayless, Brit. J. Appl. Phys., vol. 10, p. 409, 1959; D. M. Speros and P. R. Bucilli, /. Electrochem. Soc., vol. 109, p. 940, 1962; J. Electrochem. Soc., vol. 110, p. 748, 1963.
4-8. J. E. Waymouth, Sylvania Technologist, vol. 13, p. 2, 1960.
4-9. G. Herrmann and H. Wagener, The Oxide Coated Cathode, Vol. 2. London; Chapman and Hall, Ltd., 1951, p. 171.
4-10. J. A. Becker, Rev. Mod. Phys., vol. 7, p. 95, 1935; W. B. Nottingham, Phys. Rev., vol. 49, p. 78, 1936.
4-11. G. A. Haas and R. E. Thomas, /. Appl. Phys., vol. 38, p. 3969, 1967.
4-12. R. Loosjes and H. J. Vink, J. Appl. Phys., vol. 20, p. 884, 1949.
4-13. W. C. Rutledge and E. S. Rittner, /. Appl. Phys., vol. 28, p. 167, 1957.
4-14. R. V. Stuart and G. K- Wehner, /. Appl. Phys., vol. 33, p. 2345, 1962.
4-15. American Institute of Physics Handbook, D. E. Gray, editor. New York: McGraw-Hill, 1957, pp. 2—212.
4-16. E. J. Covington, «Life Prediction of Fluorescent Lamps», Paper 10-4, I.E.S. National Technical Conference, 1970; Ilium. Engr., vol. 65, p. 553, 1970.
4-17. J. F. Waymounth, Phys. Fluids, vol. 7, p. 1843, 1964.
5-1. C. Kent у, J. Appl. Phys., vol. 21, p. 1309, 1950.
5-2. J. F. Waymouth and F. Bitter, J. Appl. Phys., vol. 27, p. 122, 1956.
5-3. M. A. Cayless, Proc. V International Conference on Ionization iPhenomens in Gases, Munich, 1962.
5-4. M. A. Easley, J. Appl. Phys., vol. 22, p. 590, 1962.
5-5. J. C. McConnell and B. L. Moiseiwitsch, J. Phys. В (Proc. Phys. Soc.), Ser. 2, vol. 1, p. 406, 1968.
5-6. W. Schottky, Z. Physik, vol. 25, p. 635, 1924.
5-7. L, Tonks and I. Langmuir, Phys. Rev., vol. 34, p. 877, 1929.
5-8. A. von Engel and M. Steenbeck, Elektrische Gasentladungen. Berlin: Springer-Verlag, 1934, p. 82.
5-9. W. Verweij, Philips Research Reports Supplements, No. 2, 1961.
5-10. T. Holstein, Phys. Rev., vol. 83, p. 1159, 1951.
5-11. A. C. G. Mitchell and M. W. Zemansky, Resonance Radiation and Excited Atoms. New York: Cambridge University Press, 1934, p. 331, Table XII.
5-12. P. J. Walsh, Phys. Rev., vol. 107, p. 338, 1957.
336
5-13. L. M. Chanin and M. A. Biondi, Phys. Rev., vol. 107, p. 1219, 1957.
5-14. W. B. Nottingham, Phys. Rev., vol. 55, p. 203, 1939.
5-15. C. Kenty, M. A. Easley, and В. T. Barnes, J. Appl. Phys., vol. 22, p. 1006, 1951.
5-16. C. W. Jerome, [llum. Engr., vol. 51, p. 205, 1956.
5-17. R. Leonard (unpublished).
5-18. M. Koedan, A. A. Kruithof, and J. Riemens, Physica, vol. 29, p. 565, 1963.
5-19. L. Thorington and J. Shurgan, [llum. Engr., vol. 57, p. 127, 1962.
5-20. E. Spenke and M. Steenbeck, Wiss. Veroeffentl. Siemens-Werk, vol. 15, p. 18, 1936.
5-21. M. A. Cayless, Brit. J. Appl. Phys., vol. 11, p. 2, 1960.
5-22. D. E. Spencer and S. C. Peek, Ilium. Engr., vol 62, p. 527, 1967.
6-1. W. Elenbaas, The High Pressure Mercury Vapor Discharge. Amsterdam: North Holland Publishing Company, 1951.
6-2. Корлисс Ч., Бозман У. Вероятности переходов и силы осцилляторов 70 элементов. Пер. с англ. О. Н. Митропольской. М., «Мир», 1968. 562 с.
6-3. Elenbaas, Mercury Discharge, рр. 13—17 and 36—41.
6-4. Eienbaas, Mercury Discharge, Figure 21.
6-5. Elenbaas, Mercury Discharge, pp. 56—62.
6-6. Elenbaas, Mercury Discharge, p. 61.
6-7. Elenbaas, Mercury Discharge, p. 30.
6-8. G. Schmitz, Z. Phys., vol. 44, p. 129, 1943.
6-9. V. J. Francis, Phil. Mag., vol. 37, p. 433, 1946; Phil. Mag., vol. 37, p. 613, 1946; Phil. Mag., vol. 40, p. 435, 1949.
6-10. Elenbaas, Mercury Discharge, pp. 62—66.
6-11. J. J. Lowke, J. Appl. Phys., vol. 41, p. 2588, 1970.
6-12. I. Langmuir and W. Rogers, Phys. Rev., vol. 4, p. 544, 1914.
6-13. E. C. Martt, K. Gottschalk, and A. C. Green, Ilium. Engr., vol. 55, p. 260, 1960.
6-14. E. S. Rittner, R. H. Ahlert, and W. C. Rutledge, I. Appl. Phys., vol. 28, p. 156, 1957.
6-15. W. S. Till and M. C. Unglert, Ilium. Engr., vol. 55, p. 269, 1960.
6-16. M. W. Zemansky, Phys. Rev., vol. 36, p. 919, 1930.
7-1. A. H. Compton and С. C. Van Voorhis, Phys. Rev., vol. 21, p. 210, 1923.
7-2. M. Pirani, Z. Tech. Physik, vol. 11, p. 482, 1930.
7-3. G. R. Fonda and H. H. Young, Gen. Elec. Rev., vol. 37, p. 331, July, 1934.
7-4. A. H. Compton, U.S. Patent No. 1,570,876 (1920).
7-5. W. Elenbaas, H. J. J. Van Boort, and R. Spiessens, Ilium. Engr., vol. 64, p. 98, 1969.
7-6. R. Groth and E. Kauer, Philips Tech. Rev., vol. 26, p. 105, 1965.
7-7. R. F. Weston, Electrical Times, vol. 135, p. 719, 1959; A. S. Vause and D. T. Waigh, Trans. Ilium. Soc. (London), vol. 32, p. 181, 1967.
7-8. W. Uyterhoven, Philips Tech. Rev., vol. 3, p. 197, 1938.
7-9. R. F. Weston. Частное сообщение. M. A. Cayless. Частное сообщение.
337
7-10. К. Schmidt, «Radiation Characteristics of High Pressure Alkali Metal Discharges», Proceedings of Sixth International Conference on Ionization Phenomena in Gases, Paris, 1963.
7-11. R. L. Coble, «Transparent Alumina and Methods of Preparation», U. S. Patent No. 3,026,210.
7-12. W. C. Louden and K. Schmidt, Ilium. Engr., vol. 60, p. 696, 1964.
7-13. S. A. R. Rigden, Gen. Elec. Co. I., vol. 32, p. 37, 1965.
7-14. J. J. Lowke, J. Quan. Spectrosc. Radiat. Transfer, Vol. 9, p. 839, 1969.
7-15. E. H. Nelson, Gen. Elec. Co. J., vol. 31, p. 92, 1964.
7-16. W. C. Louden and W. C. Matz, Paper No. 13, I.E.S. National Technical Conference, Minneapolis, 1966.
7-17. M. Christensen and R. L. Paugh, Ilium Engr., vol. 61, p. 570, 1966.
7-18. W. C. Louden, С. I. McVey, and R. E. Hanneman, Ilium. Engr., vol. 63, p. 473, 1968.
8-1. С. P. Steinmetz, U.S. Patent No. 1,006,021 (1911).
8-2. С. H. Corliss, W. R. Bozman, and F. O. Westfall, J. Opt. Soc. Am., vol. 43, p. 398, 1953.
8-3. G. H. Reiling, U.S. Patent No. 3,234,421 (1961).
8-4. G. H. Reiling, J. Opt. Soc. Am., vol. 54, p. 532, 1964.
8-5. D. A. Larson, H. D. Fraser, W. V. Cushing, and M. C. Ung-lert, Ilium. Engr., vol. 58, p. 434, 1963.
8-6. E. C. Martt, L. J. Smialek, and A. C. Green, Ilium. Engr., vbl. 59, p. 34, 1964.
8-7. D. A. Larson, H. D. Fraser, C. R. Edris, and M. C. Unglert, Paper No. 17, I. E. S. National Technical Conference, 1964.
8-8. J. F. Waymouth, W. C. Gungle, J. M. Harris, and F. Koury, Ilium. Engr., vol. 60, p. 85, 1965.
8-9. W. E. Ishler and L. J. Smialek, Paper No. 10, I.T.S. National Technical Conference, 1966.
8-10. F. Rokosz, W. J. Decker and H. D. Fraser, Ilium. Engr., vol. 62, p. 626, 1967.
8-11. F. Koury et al., U.S. Patent No. 3,250,940 (1966); 3,313,974 (1967); 3,331,982 (1967); 3,405,303 (1968); 3,407,327 (1968).
8-12. Таблицы спектральных линий. M., Фнзматгнз, 1962. Авт/. А. Н. Зайдель, В. К. Прокофьев, С. М. Райских, Е. Я. Шрейдер.
8-13. D. М. Speros, R. М. Caldwell, W. Е. Smyser, R. Н. Springer, and R. Р. Taylor, Ilium. Engr., vol. 65, p. 641, 1970.
8-14. T. Higashi, L. Mori, and S. Nagano, «New Metal Halide Lamps Emitting Continuous Radiation», Preprint No. 67—72, Sixteenth CIE Meeting, 1970.
8-15. F. Koury and J. F. Waymouth, U.S. Patent No. 3,324,332 (1967).
8-16. R. D. Ayotte and R. R. Hale, Paper No. 9, I.E.S. National Technical Conference, 1966.
8-17. R. D. Ayotte and R. T. Tataronis, Paper No. 17, I.E.S. National Technical Conference, 1968.
9-1. J. F. Waymouth, F. Koury, W. C. Gungle, and J. M. Harris, «Electrodes for Arcs in Metal Iodide Vapors», Physical Electronics Conference, M.I.T., Cambridge, Mass., 1964.
9-2. A. J. Darnell, W. A. McCallum, and T. A. Milne, J. of Chem. Phys., vol. 64, p. 341, 1960.
338
9-3. D. A. Larson, Fl. D. Fraser, C. R. Edris, and M. C. Unglert, Paper No. 17, I.E.S. National Tedinical Conference, 1964.
9-4. F. Rokosz, W. J. Decker, and H. D. Fraser, Ilium. Engr., vol. 62, p. 626, 1967.
9-5. P. M. Speros, R. M. Caldwell, W. E. Smyser, R. H. Springer, and R. P. Taylor, Ilium. Engr., vol. 65, p. 641, 1970.
10-1. W. E. Ishler and L. J. Smialek, Paper No. 10, I.E.S. National Technical Conference, 1966.
10-2. F. Rokosz, W. J. Decker, and H. D. Fraser, Ilium. Engr., vol. 62, p. 626, 1967.
10-3. J. F. Waymouth, W. C. Gungle, J. M. Harris, and F. Koury, Ilium. Engr., vol. 60, p. 85, 1965.
10-4. A. Franke, W. C. Gungle, J. F. Ring, and J. F. Waymouth, Ilium. Engr., vol. 62, p. 204, 1967.
10-5. A. C. Green, U.S. Patent No. 3,226,597 (1965).
10-6. Robert Freese, U.S. Patent applied for.
10-7. J. F. Waymouth, F. Koury, W. C. Gungle, and C. Peterson, Ilium. Engr., vol. 62, p. 214, 1967.
10-8. W. C. Gungle, C. Peterson, and J. F. Waymouth, U.S. Patent No. 3,424,935 (1969).
10-9. N. Slagg, Paper No. 18, I.E.S. National Technical Conference, 1967.
11-1. K. A. Van Wormer, Jr., W. C. Gungle, and J. F. Waymouth, «Chemical Equilibrium in Metal Iodide Arcs», Paper presented at the Annual Meeting of the Electrochemical Society, May 1965.
11-2. J. F. Waymouth, Papers C5 and C6, High Pressure Arc Symposium, 22nd Annual Gaseous Electronics Conference, October 1969 (APS Bulletin, vol. 15, p. 413, 1970 (abstracts)).
11-3. R. S. Rolsten, Iodide Metals and Metal Iodides. New York: John Wiley & Sons, 1961.
11-4. L. L. Quill, ed., The Chemistry and Metallurgy of Miscellaneous Materials. First Edition. New York: McGraw-Hill, 1950.
11-5. L. B. Beijer, C. A. Jacobs, and T. Tol, Philips Tech. Rev., vol. 29, p. 353, 1968.
11-6. W. Elenbaas, The High Pressure Mercury Vapor Discharge Amsterdam: North Holland Publishing Co., 1951, p. 48.
11-7. V. Corbin, unpublished communication.
11-8. Корлисс Ч., Бозман У. Вероятности переходов и силы осцилляторов 70 элементов. Пер. с аигл. О. Н. Митропольской. М., «Мир». 562 с.
11-9. G. Schmitz, Z. Phys., vol. 44, р. 129, 1943.
11-10. V. J. Francis, Phil. Mag., vol. 37, p. 433, 1946; Phil. Mag., vol. 37, p. 613, 1946; Phil. Mag., vol. 40, p. 435, 1949.
11-11. Elenbaas, Mercury Discharge, p. 41.
11-12. J. J. Lowke, Bull. Am. Phys. Soc., Series II, vol. 13, p. 211, 1968; J. Quan. Spectrosc. Radiat. Transfer, vol. 9, p. 839, 1969.
11-13. С. H. Church, R. G. Schlect, I. Liberman, and B. W. Swanson, AIAA J., vol. 4, p. 1947, 1966.
12-1. A. Kusko and T. P. Wroblewski, Computer-Aided Design of Magnetic Circuits, Research Monograph No. 55. Cambridge, Mass. M.I.T. Press, 1969, Ch. 8, Sec. 8.1, pp. 79—95.
12-2. A. Kusko and T. P. Wroblewski, Magnetic Circuits, Ch. 4, pp. 28—40.
12-3. A. Kusko and T. P. Wroblewski, Magnetic Circuits, Ch. 5, pp. 41—59; Ch. 7, pp. 67—78.
339
Оглавление
Предисловие к русскому переводу........................... 3
Глава первая. Введение.................................... 7
1-1. Значение света для человека....................... 7
1-2. Газоразрядные лампы............................... 8
1-3. Особенности газоразрядных ламп....................10
а)	Излучение газа.................................10
б)	Роль плазмы....................................13
1-4. Некоторые определения.............................14
1-5. Краткая характеристика книги......................18
Глава вторая. Разряды в смеси ртути с инертным газом и люминесцентные лампы.................................18
2-1. Введение..........................................18
2-2. Основные свойства разряда в смеси ртути с инертным газом при низком давлении .	 21
а)	Положительный столб разряда или плазма . .	.	21
б)	Характеристики ламп при работе на переменном
токе............................................48
Глава третья. Зажигание разряда в люминесцентной . лампе..................................................56
3-1. Физические явления при зажигании разряда	...	57
а)	Таунсендовская лавина....................57
б)	Вторичная эмиссия........................60
в)	Тлеющий разряд и нагрев катода ....	62
3-2. Зажигание люминесцентных ламп...............65
а)	Мгновенное зажигание.....................66
б)	Стартеры.................................68
в)	Быстрый пуск.............................70
3-3. Эффект Пеннинга.............................72
3-4. Концентрация поля и пристеночные эффекты .	.	76
Глава четвертая.	Электроды..........................78
4-1. Введение....................................78
4-2. Важнейшие физические процессы на катоде	...	84
а)	Принципиальное устройство катода.........84
б)	Основной катодный механизм .	.	...	87
в)	Основные уравнения, описывающие процессы на
катоде..........................................88
г)	Измерение различных параметров катодов	...	89
д)	Вычисления, основанные на измерениях	...	101
е)	Факторы, определяющие срок службы катода .	.	109
340
4-3. Основные физические процессы на аноде .	.	.	. П6
а)	Анодное падение напряжения.....................116
6)	Геометрия анода, обеспечивающая рассеяние анодной энергии........................................119
Глава пятая. Математическое описание столба люминесцентных ламп..........................................120
5-1. Введение.........................................120
5-2. Работа К. Кентн..................................121
5-3. Анализ Уэймауса н Биттера........................122
а)	Общая методика.................................122
б)	Основные гипотезы..............................123
в)	Анализ.........................................124
г)	Порядок вычислений.............................135
5-4. Исследования Кайлесса............................136
5-5. Сравнение теории с экспериментом.................137
5-6. Лампы с некруглым поперечным	сечением .	.	.	142
5-7, Теория разряда, зависящего от	времени ....	145
Глава шестая. Ртутные лампы высокого давления
6-1. Введение.......................................
6-2. Локальное термическое равновесие и радиальное изменение температуры.................................
а) Экспериментальные методы измерения температуры б) Представление об эффективной температуре .
в)	Расчет изменения радиальной температуры
6-3. Электроды......................................
6-4. Зажигание......................................
а)	Зависимость напряжения зажигания от окружающей температуры.................................
б)	Зажигающий электрод.........................
в)	Эффект проникновения водорода...............
г)	Нагрев и перезажигание......................
6-5. Ртутные лампы с люминофорным покрытием .
Глава седьмая. Натриевые лампы низкого и высокого давления ...........................................
146
146
155
155
160
166
169
175
175
176
178
179
180
181
7-1. Введение.....................................181
7-2. Натриевая лампа низкого давления.............181
7-3. Натриевая лампа высокого давления............191
Глава восьмая. Металлогалогенные дуговые лампы	.	.	199
8-1. Введение.....................................199
а)	Основная конструкция.......................201
б)	Необходимые условия для успешного применения добавок галогенида ............................... 204
8-2. Характеристики металлогалогенных ламп ....	206
а)	Разнообразие добавок ......................... 206
б)	Осветительные лампы общего назначения .	.	.	208
8-3. Влияние иодидов металлов на дуговой разряд	.	.	211
а)	Стягивание дугового	разряда .................. 211
б)	Расширение дугового	разряда....................213
в)	Взаимодействие иодидов.........................216
г)	Функции ртути в металлогалогенных лампах .	225
8-4. Влияние формы горелки............................226
341
Глава девятая. Работа электродов в металлбиодидиых
лампах.................................................229
9-1. Введение..........................................229
9-2. Поведение металлов различного типа в галогенной атмосфере..........................................230
а)	Упругость паров иодида меньше упругости паров металла..........................................  231
б)	Упругость паров иодида больше упругости паров металла; нестойкий иодид...........................232
в)	Упругость паров иодида больше упругости паров металла; стойкий иодид.............................232
г)	Применение к условиям лампы.....................233
9-3. Измерение скорости удаления торня ....	237
9-4. Поведение других металлов.........................241
9-5. Другие типы электродов............................243
9-6. Виды на будущее...................................244
Глава десятая. Проблемы, присущие только металло-иодидным дуговым лампам...............................246
10-1.	Введение.......................................246
il0-’2.	Зажигание......................................246
10-3.	Напряжение перезажигания.......................251
10-4.	Электролиз.....................................256
10-5.	Процессы потери натрия.......................  258
10-6.	Потери других металлов.........................268
Глава одиннадцатая. Теоретический анализ металло-иодиднсй дуги..........................................269
1'1-1. Введение........................................269
11-2. Химическое равновесие............................270
Г1-3. Радиальное распределение температуры .	.	.	275
а)	Введение.......................................275
б)	Вычисления без учета поглощения излучения .	279
в)	Влияние поглощения излучения...................282
11-4. Критическая оценка состояния	теории..............287
Глава двенадцатая. Схемы включения газоразрядных ламп...................................................289
12-1. Введение.........................................289
12-2. Общие характеристики балластных цепей на переменном токе...........................................299
а)	Зажигание лампы................................290
б)	Регулирование тока лампы......................292
в)	Перезажигание лампы каждые	полпериода	.	.	299
12-3. Сравнение опережающей и отстающей балластных
цепей.............................................;	302
а)	Относительное изменение фазы тока .	.	.	302
б)	Эффект магнитного насыщения..................303
в)	Регулирование мощности.......................305
г)	Общее сравнение балластных цепей	....	308
342
12-4. Требования к балластам для	ламп	основных типов 302
а)	Ртутные лампы высокого давления..............307
б)	Металлогалогенные лампы......................307
в)	Натриевые лампы высокого давления ....	318
г)	Люминесцентные лампы.........................313
12-5. Полупроводниковые балласты.....................318
Приложение А. Амбиполярная диффузия.....................320
Приложение Б. Зондовые измерения	в	плазме..............322
Приложение В. Расчетные значения некоторых функций (гл. 5)	327
Примечания к русскому переводу..........................329
Список литературы.......................................335
ДЖОН УЭЙМАУС
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ЛАМПЫ
Редакторы Г. Н. Рохлин, М. И. Фугенфиров Редактор издательства Л. А. Р еш мин а
Переплет художника А. А. Иванова Художественный редактор Т. Н. Хромова Технический редактор Н. А. Га ланч ев а
Корректор И. А. В о л о д я е в а ИН № 1229
Сдано в набор 14/11 1977 г. Формат 84X108732 Усл. печ. л. 18,06 Тираж 7000 экз.
Подписано к печати 17/VI 1977 г.
Бумага типографская № 1
Уч.-изд. л. 20,0
Зак. 69	Цена 1 р. 60 к.
Издательство «Энергия», Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10
Московская типография № 10 Союзполиграфпрома при Государственном комитете Совета Министров СССР до делам издательств, полиграфии и книжной торговли, Москва, М-114, Шлюзовая иаб., 10.