< link link link >

    En gas kan normalt betraktas som en isolator. Skall därför en elektrisk ström kunna gå fram genom en gas måste på ett eller annat sätt laddningsbärare (elektroner, joner) produceras i gasen. Strömgenomgången i en gas benämnes sedan gammalt gasurladdning, vilket hänger samman med de ljus- och även ljudfenomen, som åtföljer strömgenomgången (åska är en form av gasurladdning).

    I vakuumröret (t.ex. dioden) utgöres de laddningsbärare, som bildar strömmen genom röret, av de elektroner, som produceras av katoden genom termisk elektronemission. Kvarvarande gasmolekyler finns alltid i ett vakuumrör, men på grund av den låga gasmolekylkoncentrationen (det låga trycket) är sannolikheten för kollisioner mellan elektroner och gasmolekyler mycket liten. På fysikens språk säger vi, att elektronernas fria medelväglängd (= elektronens genomsnittliga gångsträcka mellan två på varandra följande kollisioner) är mycket stor jämförd med rörets geometriska dimensioner. Införes gas i glasballongen kommer elektronen redan vid ganska lågt tryck (säg 1 torr) att kollidera med en gasmolekyl efter en relativt kort gångsträcka (såg 0,5 mm). Fria medelväglängden är vid konstant temperatur omvänt proportionell mot antalet molekyler per volymenhet (gasens tryck). Gasmolekylerna själva, som befinner sig i ständig oordnad rörelse (med s.k. Maxwell-hastighetsfördelning, se fig. C1.6, sid. C1.4) kolliderar genomsnittligt efter ännu kortare gångsträcka (säg 0,1 mm), eftersom de är större. De ovan nämnda kollisionerna spelar stor roll i alla gasurladdningsrör och vi kan redan härav förstå, att en gasurladdning är ett betydligt mera komplicerat fenomen än strömgenomgången i ett vakuumrör.

    Enligt fysiken tänkes en fri atom bestå av en positivt laddad kärna, kring vilken elektronerna kretsar i vissa bestämda banor. Banelektronerna har normalt vissa diskreta energier; vi säger, att elektronerna befinner sig på bestämda energinivåer. Om energi tillförs en atom (molekyl) utifrån kan denna energi

    a) öka den termiska kinetiska energien (göra den oordnade värmerörelsen livligare), vilket är liktydigt med en temperaturstegring.

    b) flytta en (eller eventuellt flera) av atomernas elektroner från en lägre till en högre energinivå; atomen (molekylen) säges då exciterad, För excitation erfordras tllförsel av en viss bestämd energimängd, excitationsenergien (anges vanligen i eV). En atom kan ha flera olika excitationsenergier beroende på mellan vilka energinivåer förflyttningen sker. En exciterad atom återvänder normalt efter ytterst kort tid till normaltillståndet och elektronen avger då den tidigare erhållna energimängden i form av elektromagentisk strålning, var frekvens bestämmes av

C5.1

där W₂ - W₁ är skillnaden i energi mellan de båda nivåer, mellan vilka elektronen flyttades och där f är frekvensen på den utsända strålningen. h är Planck's konstant. Energimängden h · f kallar vi ett strålningskvantum eller en foton. Orsaken till de ljusfenomen, som oftast åtföljer en gasurladdning, är att ett stort antal atomer exciteras (och återvänder till normaltillståndet) och att frekvensen f därvid faller inom det synliga området av frekvensspektrum. I andra fall kan f falla inom det ultravioletta området (i lysämnesrören förvandlas denna ultravioletta strålning till synligt ljus genom fluorescens), eller

    c) het flytta en (eller flera) av atomernas elektroner ut ur atomkärnans verkningsområde. Elektronen blir då fri, atomresten utgör en positiv jon och atomen (molekylen) säges vara joniserad. För jonisation kräves tillförandet av en viss bestämd energimängd, jonisationsenergien (eV), olika för olika gaser.

    De i detta sammanhang viktigaste sätt, på vilka energi kan tillföras en atom (molekyl) är

    α) uppvärmning,

    β) absorption av strålningskvanta (ljus-, röntgen-, radioaktiv eller kosmisk strålning) och

    γ) kollision med snabba elektriskt laddade partiklar (i detta sammhang huvudsakligen elektroner).

    Punkten α) ovan har i fråga om gasurladdningsrör väsentligen den betydelsen, att gasrörens egenskaper mera beror av temperaturen än vad faller är med vakuumrören.

    För att en elektron skall kunna jonisera en atom fordras, att dess kinetiska energi åtminstone är lika med atomens jonisationsenergi. Rörelseenergi kan vi ge en elektron genom att accelerera den i ett elektriskt fält. Huruvida en dylik elektron kan jonisera eller ej beror emellertid inte endast på atomens jonisationsenergi utan också på den elektriska fältstyrkans storlek samt på den vägsträcka elektronen går, innan den kolliderar. Är gastrycket stort (t.ex. luft av atmosfärstryck) d.v.s. fria medelväglängden liten, går elektronen så kort sträcka mellan två kollisioner, att den ej hinner få erforderlig energi för jonisation (jämför de väldiga elektriska fältstyrkorna vid åskurladdning). Sänker vi gastrycket ökar fria medelväglängden och elektronen kan hinna få erforderlig energi, stötjonisation inträffar. Är å andra sidan gastrycket extremt lågt får visserligen elektronen stor hastighet (hög energi) men kollisionerna inträffar så sällan, att de saknar praktisk betydelse. Detta serare är fallet i vakuumrören. Vid låg kollisionshastighet mellan en elektron och en atom (molekyl) blir sammanstötningen närmast elastisk (elektronen "studsar"). Större kollisionhastighet kan ge en oelastisk stöt, d.v.s. molekylen upptar större delen av elektronenergin väsentligen som potentiell energi och den kan därmed exciteras.

    De laddningsbärare (joner och elektroner), som bildas i en gas kan ej existera hur länge som helst. Speciellt vid liten fri medelväglängd (d.v.s. relativt högt tryck) kan laddningsbärare med motsatt tecken tänkas stöta ihop och åter bilda neutrala molekyler. Denna processs benämnes rekombiantion. Det antal jonpar n, som per volyms- och tidsenhet försvinner genom rekombination är proportionellt mot kvadraten på antalet jonpar n_o per volymsenhet i gasen, d.v.s.

C5.2

där β är en proportionalitetskonstant, som benämnes rekombinationskoefficient. Med jonernas medellivslängd τ menas den tid, som åtgår för produktion (eller rekombination) av n_o jonpar per volymsenhet, d.v.s. vi får

C5.3

    I luft av normalt tryck är vid jordytan τ av storleksordningen 500 s och n av storleksordningen 2 cm³/s.

    Om de ovan berörda fenomenen skall spela någon roll vid normala elektriska fältstyrkor får tydligen trycket i röret ej vara alltför lågt men ej heller för högt. Tryck av storleksordningen 0,01 - 50 torr är aktuella i fråga om gasurladdningsrör.

    Den enklaste typ av gasurladdningsrör vi kan tänka oss är ett tvåelektrodrör med kalla elektroder. Trycket kan tänkas ligga någonstans inom ovan nämnt område. Röret matas av en likspänningskälla e₀ via ett (variabelt) skyddsmotstånd R. På grund av yttre faktorer (ljus, värme, strålning av förut nämnt slag) kommer i gasvolymen alltid att produceras

		några elektroner och joner per tidsenhet. Redan en låg spänning (ua0) över röret medför, att negativa laddningsbärare förflyttas (driver) mot A (se fig. C5.1) och positiva mot K, d.v.s. vi får en av två komponenter sammansatt svag ström ia0 genom röret. Vid tillräckligt hög spänning hinner alla per tidsenhet bildade laddningsbärare
Fig. C5.1

fram till A repsektive K, innan rekombination inträffar, vilket också kan uttryckas så, att medellivslängden är lång jämförd med löptiden mellan A och K. Man får därför en viss mättningsström ia0s, som är ett mått på jonproduktionen per tidsenhet (se fig. C5.2; observera den logartimiska strömskalan). I punkten b har vi nått en spänning, som åtminstone måste

		vara lika med gasens jonisationsspänning (den spänning, vars mätetal i volt är lika med jonisationsenergien i eV). I en gasblandning kan vi ha flera olika jonisationsspänningar. Vid tillräckligt lågt tryck (tillräckligt stor fri medelväglängd) kan redan nu vissa elektroner ha fått så stor hastighet, att de kan jonisera, d.v.s. flera elektroner och joner bildas och strömmen stiger sakta med ökad spänning (området b - c). Tar vi bort orsaken till jonproduktionen (de yttre faktorerna ljus, strålning) upphör strömmen. Gasurladdningen är alltså ej självförsörjande i fråga om laddningsbärare och området 0-a-b-c betecknas därför som en osjälvständig urladdning.
Fig. C5.2

    I punkten c har spänningen blivit så hög, att även nybildade elektroner hinner få sådan hastighet, att de kan stötjonisera och vidare kan de mot katodytan K infallande jonerna tänkas alstra nya elektroner genom sekundäremission. Vi får alltså en genom kumulativ jonisation lavinartat växande ström, en s.k. strömlavin utbildas. Vi säger också, att röret tänder (punkten c), ty strömlavinens insättande är på grund av den nu rikliga excitationen förbunden med ljusfenomen i gasvolymen. Den spänning u'_a0 , vid vilken tändning äger rum, kallas rörets tändspänning. Gasurladdningen är nu självförsörjande då det gäller produktion av laddningsbärare, varför gasurladdningen ovanför punkten c betecknas som självständig. Hade skyddmotståndet R ej varit inkopplat i kretsen skulle spänningskällan blivit kortsluten och den stora strömmen skulle på kort tid förstört röret. Efter tändning är karaktäristiken fallande (negativ), vilket hänger samman med, att vi nu har en helt annan potentialfördelning i röret. Beroende på resistansen R:s storlek hamnar vi efter tändning någonstans i området c-d-e. Området d-e (det s.k. normala glimurladdningsområdet) karaktäriseras av att spänningen över röret är närmelsevis konstant (spänningen stiger obetydligt med strömmen) samt at att strömtätheten vid katoden är nästan konstant, d.v.s. olika stora strömmar betyder, att olika stora delar av katodytan utnyttjas. Praktiskt observeras detta i glimstabilisatorröret, där en mot strömmen proportionell del av katodytan är belagd med glimljus. Glimstabilisatorröret (se nedan) arbetar i området d-e, medan området 0-a-b-c utnyttjas i den gasfyllda fotocellen. Vid e är hela katodytan belagd med glimljus och strömmen ökar nu längsammare med spänningen inom området e-f (normala glimurladdningsområdet). Med ökad spänning blir nu jonbombardemanget av katoden allt kraftigare, katoden börjar anta glödtemperatur och vi får termisk elektronemission. Vi säger, att en bågurladdning utbildats (område g-h). Strömmen antar nu sådana värden, att röret helt förstöres om det ej är konstruerat för arbete i bågurladdningsområdet. Elkraftteknikens kvicksilverjonventil, där gasen är Hg-ånga och där den emitterande elektroden är den s.k. "katodfläcken" på en kvicksilveryta, arbetar i bågurladdningsområdet.

		vid en gasurladdning kommer, som framgått av det sagda, ett överskott av positiva joner att finnas i katodens närhet (bl.a. beroende på att sekundäremissionens  utbyte är litet vid jonernas bombardemang av katoden). Man får en potentialhöjning i katodens omedelbara närhet och potentialfördelningen i röret får ungefär det utseende, som
Fig. C5.3

fig. C5.3 visar (jämför potentialkurvans sänkning i vakuumröret på grund av den negativa rymdladdningens närvaro). Nästan hela rörspänningen ligger sålunda över ett litet område i katodens närhet, det s.k. katodfallområdet. Resten av röret innehåller ungefär lika många elektroner som joner och är därför i det närmaste elektriskt neutralt. Ett dylikt område benämnes i gasurladdningsfysiken för gasplasma.

link >