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Der Potential- und Feldstrkeverlauf im Kathodenfallgebiet von Glimmentladungen.

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Der Potential- und Feldstarkeverlauf
im Kathodenfallgebiet von Glimmentladungen I)
Von Giinter Brederlow
Mit 16 Abbildungen
Inhaltsiibersicht
Mit einer Gluhkathode wird im Kathodenfallgebiet normaler und anomaler
He-, Ne-, A-, H, und N,-Entladungen die Potentialverteilung bestimmt und
durch Differentiation der Potentialkurven der Feldstarkeverlauf in der
Achse der Entladung ermittelt. Die MeSergebnisse werden mit der von
W a r r e n angegebenen Beweglichkeitstheorie verglichen, wobei festgestellt
wird, da8 diese Theorie in der ersten Halfte des Kathodenfallgebietes zwischen
Glimmlicht und Kathode die Verhaltnisse richtig beschreibt. In unmittelbarer Kathodennahe treten jedoch Abweichungen auf, fiir die versucht wird,
eine Erklgrung zu finden.
Zur Ermittlung der Feld- bzw. Potentialverteilung im Kathodendunkelraum von Glimmentladungen wurden bisher verschiedene Meornethoden herangezogen. Ausgehend von der statischen Sonde benutzte man neben der von
Brown und Thornson,) angegebenen Schattenmethode den Elektronenstrahla), den Starkeffekt4) und die Gliihsonde6). Leider weichen die bisher
veroffentlichten Meaergebnisse teilweise stark voneinander ab. Ziel der vorliegenden Arbeit ist es daher, mittels einer wenig benutzten aber zuverliissig
erscheinenden MeSmethode den Potential- und Feldstiirkeverlauf im Fallgebiet normaler und anomaler Glimmentladungen zu bestimmen. Nach
Angaben von W. H. E r n s t 6 ) wurde mit einer Gliihsonde die Potentialverteilung in der Achse von He-, Ne-, A-, H, und N,-Entladungen ermittelt und
dur ch Differenti ation der Feldstarkeverlauf gewonnen.
Eine Gliihsonde stellt einen Elektronen emittierenden Korper dar. Bringt
man diese in den Fallraum einer Glimmentladung und verlindert ihr Potential
gegenuber der Kathode, dann setzt Elektronenemission ein, wenn die Sonde
negativ gegeniiber dem Raumpotential geladen ist. Vernachlassigt man
die thermische Energie der ausgesandten Elektronen, dann darf das Potential,
Auszug aus der Dissertation Greifswald 1967.
W. L. Brown u. E. E. Thornson, Philos. Mag. 8, 919 (1929).
8 ) F. W . A s t o n , Proc. Roy. SOC.
(London) A 84, 526 (1911); T. Harris, Philos.
Mag. 30, 182 (1916); A. E. M. Geddes, Proc. Roy. SOC.(Edinburgh) 46, 136 (1926);
R. P. S t e i n , Physic. Rev. 89, 134 (1963); P. E. L i t t l e u. A. v. Engel, Proc. Roy. SOC.
(London) A 224, 209 (1964); R. Warren, Physic. Rev. 98, 1660 (1966).
4 ) E. Brose, Ann. Physik68,731(1919);W. Steubing, Ann.Physik10,297 (1931).
5 ) W. H. E r n s t , Hclv. phys. Acta 8, 381 (1935).
1)
2)
360
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
bei dem Elektronenemission einsetzt, dem Raumpotential gleichgesetzt werden.
Messungen mit dieser Sonde konnen ohne genaue Kenntnis des Entladungsmechanismus durchgefuhrt werden, wobei die Moglichkeit besteht, die Zuverlassigkeit der Mel3methode nachzupriifen.
Apparatur und MeBmethode
Abb. 1 zeigt das Entladungsrohr. Um in verschiedenen genauestens me&
baren Absta~idenan der Kathode Sondenmessungen durchzufuhren, wurde
die Kathode verschiebbar angebracht, wahrend die Gluhsonde feststehend war.
Die Sonde befindet sich hier in der Achse der Entladung. Es wurden auch
Messungen mit einer in radialer Richtung verschiebbaren Sonde durchgefuhrt.
Abb. 1. Skizze des Entladungsrohres
Wurde diese Sondenform verwandt, dann fielen am Entladungsrohr die beiden
senkrecht verlaufenden Ansatze fort und statt dessen wurde das Rohr mit
einem 10 cm langen waagerechten Ansatz versehen, der die Sondenfiihrung
aufnahm. Der Kathodendurchmesser wurde hier auf 52,8 mm erhoht. Die
Kathode war dann volumenfiillend. Als Kathodenmaterial konnte nur Wolfram verwendet werden und zwar deshalb, weil von dem stark geheizten Sondendraht in geringen Mengen Wolfram verdampfte und sich auf der Kathode
niederschlug. An diesen bedampften Stellen setzte bei Verwendung anderer
Materialien die Entladung nicht an.
Die Kathode wurde mittels eines Elektromagneten durch Drehen einer
Schraubspindel von 0,5 mm Ganghohe, die zugleich auch als MeBspindel
diente, bewegt. Es bereitete zunachst Schwierigkeiten, eine einwandfrei funktionierende Anordnung zu schaffen. Storungsfrei arbeitete die Verstellvorrichtung fur die Kathode erst dann, als eine im Hochvakuum ausgegluhte
Molybdanspindel, die mit Kolloidgraphit bestrichen worden war, und eine
Nickelmutter verwendet wurden.
Der genaue Aufbau des Bewegungsmechanismusses und der MeBanordnung
fur die Abstandsbestimmung ist aus der Skizze Abb. 1 ersichtlich. Mit der
Kathode konnte ein Bereich von 45 mm Lange uberstrichen werden, wobei die
jeweilige Lage mit einer Genauigkeit von
0,Ol mm bestimmt werden konnte.
Die Zuverlassigkeit der MeBvorrichtung wurde jeweils vor dem Einbau in das
Entladungsrohr mittels einer Zeil3-MeBuhr gepriift. Wie man aus Abb. 1
ersehen kann, erfolgt die Stromzufarung durch einen Nickel-Eisen-Stab,
G. Brededow: Der Potential- und FeldslurkeueTlauf von Glimmentladungen
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der zugleich auch die Aufgabe hatte, das ganze System zu halten, uber die
Halterungsscheibe aus Kupfer und zwei an ihr befestigten Schleifkontakte
auf die Spindel, die die Kathode triigt. An diesen Kupferplatten waren Glas-scheiben befestigt, deren GroBe nahezu dem Rohrquerschnitt entsprachen.
Diese Scheiben hatten die Aufgabe, das ganze System zu zentrieren und an der
Kathodenseite den Entladungsrltum moglichst gut von dem den Bewegungsmechanismus der Kathode enthaltenden Teil des Entladungsrohres abzutrennen, um bei hoch anomalen Entladungen einen Ansatz der Entladung an
den unter Spannung stehenden Teilen der Verstellvorrichtung zu verhindern.
Es war notwendig, zur Abschirmung zwei Glasplatten in der in der Abb. 1
gezeigten Anordnung anzubringen. Die der Anode abgewandte Seite der
Kathode und ein Teil der Spindel wurden durch eine Abschirmung aus Rasothermglas verdeckt. Diese Anordnung erwies sich auch in hochanomalen
Entladungen als sehr zweckmaljig.
Die Messungen wurden mit zwei Sondenformen durchgefiihrt. Zunachst
sei die verschiebbare Sonde beschrieben. Ihr Aufbau und ihre Abmessungen
sind aus der folgenden Skizze - Abb. 2 - ersichtlich.
Glaskapillaren
Eise&erne
h=M
0 1 2cm
Abb. 2. Skizze der beweglichen Sonde
Die Sonde konnte durch einen Elektromagneten in jede gewiinschte Lage
gebracht waden, wobei diese Lageveranderung durch Eisenkerne. die an der
Sonde befestigt waren, ermoglicht wurde. Eingeschmolzene Fiihrungsstutzen verhinderten ein Drehen des Sondendrahtes aus der durch die Kathodenoberflache bestimmten Ebene. Der Gliihdraht bestand aus einem
Wolframdraht von 0,027 mm Durchmesser. Geheizt wurde mit einem Strom
von 0,4 A, wobei langs desselben ein Spannungsabfall von 2,8 V auftrat.
Die Abmessungen der Sonde wurden moglichst klein gehalten. Daher waren
die Starungen der Entladung, wie spater gezeigt wird, sehr gering. Es war
a,llerdings nicht moglich, den Durchmesser der Glaskapillaren, der an der
Spitze 0,25 mm betrug, noch kleiner zu wahlen, d e die Stabilitat der Sonde
dann nicht ausreichend war.
Da der Sondendraht nicht unmittelbar bis auf die Kathodenoberflache
gebracht werden konnte, war es erforderlich, den Nullpunkt der Abstandsskala durch Messen von auI3en festzulegen. Die Abstandsbestimmung wurde
bei geheizter Sonde vorgenommen, und zwar wurde mit einem mittels e i n a
Mikrometerschraube verschiebbaren Mikroskop durch eine geschwiirzte
Scheibe der Abstand des gliihenden Drahtes von seinem durch die polierte
Kathodenoberflache erzeugten Spiegelbild gemesssen. Aus diesem Wert wurde
unter Berucksichtigung des Betrachtungswinkels der Abstand Sonde-Kathode bestimmt. Der mogliche Fehler diirfte hier f 0,03 mm nicht uberschreiten. Ein Einflulj elektrostatischer Kriifte machte sich nicht stiirend
durch etwaige Abstandsanderungen bemerkbar, wie Untersuchungen niit erheblich verschiedenen Sondenpotentialen ergaben. Auch ein Durchbiegen
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Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
der Sonde unter dem Aufprall positiver Ionen in der Entladung war nicht
feststellbar .
Mit dieser Sonde war es nioglich, den gesamten Entladungsraum vor der
Kathode von einer Rohrwand bis zur anderen zu erfassen. Die Messungen
wurden in der Hauptsache jedoch nur in der dem Ansatz abgewandten Seite
der Entladung durchgefiihrt, da in Wandnahe am Ansatz des Fiihrungsrohres Abweichungen der Aquipotentialflachen von der sonst auftretenden
Form moglich waren.
Als Vorbild fur die feststehenden Sonden diente die von W. H. E r n s t
angegebene Sonde. Jedoch wurde diese nicht in allen Einzelheiten getreu
nachgebaut. Die Abmessungen und der Aufbau sind aus Abb. 1 ersichtlich.
Die elektrischen Daten und der Durchmesser der Glaskapillaren unterschieden
sich nicht von denen der beweglichen Sonde. Um die beim Heizen der Sonde
durch Ausdehnen des Wolframdrahtes moglichen Lageveranderungen zu
verhindern, wurde diese Sonde durch eine Stahlfeder von 0,l mm Starke gespannt. Trotz dieser mechanischen Beanspruchung konnte der Wolframdraht auf helle Gelbglut erhitzt werden, ohne zu zerreiBen. Der Nullpunkt
der Abstandsskala wurde nur bei geheizter Sonde bestimmt, und zwar wurde
mit der Stromstiirke geheizt, bei der in der Entladung gemessen wurde.
Der Fiiidruck im Entladungsrohr wurde vor jeder Messung mit einem
McLeod bestimmt. Die MeBgenauigkeit lag bei & 0,Ol Torr. Jedes Entladungsrohr wurde vor Inbetriebnahme und nach jedem Sondenwechsel in
einem elektrischen Ofen ausgeheizt. AnschlieBend wurden beide Elektroden
ausgewirbelt. Alle Metallteile des Bewegungsmechanismusses fiir die Kathode
wurden einzeln vor dem Zusammenstellen im Hochvakuum gegliiht.
Der elektrische Aufbau der MeBanordnung, MeBmethode
Die Schaltung des Entladungsstromkreises mit der damit verbundenen
Sonde ist der Abb. 3 zu entnehmen.
Da mit der Sonde zur Feldstarkemessung Spannungsdifferenzen bis auf
weniger als 0,1 V genau erfaBt werden mufiten, konnte mit einer einfachen
Spannungsteiler - Schaltung
nicht gearbeitet werden, da
bei hoheren Spannungen die
erforderliche MeBgenauigkeit
nicht zu 'erreichen war. Es
wurde deshalb auf dem der
Spannungsquelle parallel geschalteten Widerstand zwei
in festem Abstand verschiebbare Schleifkontakte so angebracht, daB bei den wiihc~
lokn
rend des Betriebes herr-+
schenden Bedingungen am
0 Amperemeter @ Voltmeter
@ Goivonometer
Widerstand zwischen beiden
Abb. 3. Schaltskizze
Kontakten ein Spannungsabfall von ungefahr 70 V aufh a t . Uber einen zweiten windungsreichen Widerstand von 3 kQ wurden beide
Schleifkontakte verbunden. Auf diesem Widerstand konnte iiber eine Kontakt-
(w
G. Brederlow: Der Polenlial- und Feldstarkeverlauf von Glirnmentladrngen
363
feder durch eine Drehvorrichtung an beliebigen Stellen die Spannung abgegrif fen werden. Die durch diesen Nebenwiderstand gegebene Spannung gegen
den dem Kathodenpotential am nachsten liegenden Kontakt auf dem Hauptwiderstand wurde mit einem Priizisionsvoltmeter gemessen. Die Spannung
zwischen diesem Kontakt und der Kathode wurde ebenfalls mit einem
Priizisionsvoltmeter bestimmt. Die Sondenspannung gegen die Kathode
wird durch die Summe der beiden gemessenen Spannungswerte angegeben.
Trotz des veranderlichen zusatzlich durchflieBenden Sondenstromes war die
notwendige Spannungskonstanz gewahrleistet, da die Sondenstromknderung,
die im allgemeinen nur einige p A betrug, in ungiinstigsten Fallen eine Spannungsanderung kleiner a18 0,l V ergab. Wahrend einer MeBreihe wurde zunachst die Sondenspannung mittels des verschiebbaren Abgrif fes am Nebenwiderstand verandert. Der Schieber mit den Doppelkontakten behielt seine
Lage. Konnte der neue MeBpunkt so nicht mehr erfaBt werden, dann wurde die
Spannung durch den Doppelschieber veriindert. Jedoch wurde nun nicht
der neue MeBwert bestimmt, sondern es wurde der letzte Wert noch einmal
ermittelt, da es mit dem Doppelschieber nicht mijglich war, eine geniigend
genaue Spannungsiinderung zu erreichen. Nur so konnten die Spannungsdifferenzen zwischen allen MeBpunkten mit der erforderlichen Genauigkeit
erfaat werden.
Der Sondenstrom wurde mit einem Mikroamperemeter mit verschiedenen
MeBbereichen gemessen. Durch das Heizen der Sonde trat ein Spannungsabfall liings derselben auf, der die Potentialmessungen verflllschte. Um
diesen Fehler m6glichst herabzusetzen, wurde die von W. H. E r n s t angegebene
Schaltung, die der einer Wheats tonschen Briicke gleicht, angewandt. In
jeder Stromverzweigung gibt es in den einzelnen Zweigen Punkte, zwischen
denen keine Potentialdifferenz auftritt. Diese sich im Potential entsprechenden
Stellen galt es zu ermitteln. Dies war nur auf indirektem Wege moglich,
indem auf einem moglichst steilen Stuck der Charakteristik bei brennender
Entladung und einem Sondenpotential, das g r o B a war, als das an dem betreffenden Ort herrschende Raumpotential, der Schleifkontakt des der Sonde
parallel geschalteten Widerstandes so lange verschoben wurde, bis der rnit
dem Galvanometer G gemessene Sondenstrom von der Heizleistung unabhangig war. Das Potential der Sondenmitte wurde so mit dieser Schaltung
bestimmt. Der Heizstrom der Sonde war stets so zu bemessen, daB nur in
den allerniichsten Bereichen der Sondenmitte Elektronenemission mijglich
war. Es darf angenommen werden, dal3 liings des Elektronen emittierenden
Teiles des Wolframdrahtes ein Spannungsabfall von hochstens 2 V auftrat.
Bei den Potentialmessungen wurde das Sondenpotential so lange verringert,
bis Elektronen emittiert wurden. Wegen des vorher beschriebenen Spannungsabfalles am Sondendraht war es miiglich, daB das Potential, beidem Elektronen. emission einsetzte, im ungiinstigsten Falle um 1 V hoher war als das Raumpotential. Da dieser Fehler bei allen Messungen als konsbnter Faktor hinzutrat, verfalschte er die Feldstlirkewerte nicht.
Ein Vergleich der mit geheizter und ungeheizter Sonde aufgenommenen
Charakteristiken liefert das Raumpotential. Abb. 4 zeigt solche Charakteristiken, die im Kathodendunkelraum aufgenommen wurden. 1st die Sonde
positiv gegeniiber dem humpotential geladen, dann unterscheiden sich die
bei geheizter und kalter Sonde aufgenommenen Charakteristiken nicht.
364
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
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Glasisolation der Sonde zuruckzufiihren
sind. Diese Storungen wurden jedoch bald
erkannt und durch Verlangern des Sondendrahtes beseitigt. Mit dieser Methode, die
von W. H. E r n s t als ,,Methode des Verzweigungspunktes" bezeichnet wurde, waren
jedoch nur Potentialbestimmungen im
Kathodendunkelraum und in manchen
Fallen in angrenzenden kathodennahen
verlief sehr steil. Sie zeigt den in Abb. 5 angegebenen Verlauf. Die ungeheizte statische
Sonde l a t sich schwach negativ gegenuber
dem Plasmapotential auf. Wird jetzt die Sonde
geheizt, dann wird sich das Aufladepotential
zu hoheren Spannungswerten verschieben, da
ein Teil des einflieBenden Elektronenstromes
durch die ausgesandten Gliihelektronen kompensiert wird. Wird der gesamte Elektronenanlaufstrom durch genugend starke Heizung
ausgeglichen, dann gibt das Potential, bei dem
der Sondenstrom bei geheizter Sonde Null ist,
das Raumpotential an. Bei Sondenpotentialen,
die hoher sind als das Raumpotential, erfolgt
keine Elektronenemission. Jedoch fallen hier
die bei geheizter und kalter Sonde aufgenomu menen Eharakteristiken nicht zusamm&. Die
fd Ursache dieser Abweichungen konnte nicht
festgestellt werden. Diese MeBmethode wird
Abbe 6 . Sondencharakkristik von w. H. E r n s t als ,,Nullstrommethode" beim negativen Glimmlicht
zeichnet. Die thermische Belastbarkeit des
Sondendrahtes wird nicht immer erlauben,
die Temperatur desselben so zu erhohren, daB die erforderliche hohe Elektronenemission gewahrleistet ist. In der Praxis wird man daher mit Nullstrommethode oft einen Potentialwert ermitteln, der kleiner als das h u m potential ist. Diese Abweichung wird aber um so geringer sein, je steiler der
.
G. Brederlow: Der Potential- und FeldslaTkeverlauf von Glimmentladungen
365
Verlauf der Charakteristik und je hoher die Temperatur der Sonde ist. Durch
eine mogliche Ortsabhangigkeit der Steilheit der Sondencharakteristik kann
ein Fehler in die MeBergebnisse hineingetragen werden. Messungen in verschiedenen Bereichen des Glimmlichtes und des Faradayschen Dunkelraumes in Stickstoffentladungen ergaben, daB dieser Fehler wegen seiner
Geringfiigigkeit nicht beriicksichtigt zu werden braucht.
I n einigen Fallen konnte das Potential a m kathodenseitigen Rand des
negativen Glimmlichtes sowohl mit der ,,Methode des Verzweigungspunktes"
als auch mit der ,,Nullstrommethode" gemessen werden. Es wurde die ,,Nullstrommethode" angewandt, obgleich die mit ihr erhaltenen Meaergebnisse
kleiner als die wirklichen Werte des Raumpotentials waren. In ungiinstigen
Fsllen waren diese Abweichungen jedoch nicht groBer a19 2 V.
MeBgenauigkeit, Reproduzierbarkeit
Die Mel3genauig keit dieses Verfahrens wird bestimmt durch die Storungen
der Entladung durch die Sonde, durch die Zuverlassigkeit rnit der das an
dem betreffenden Ort herrschende Potential ermittelt wurde und durch die
Genauigkeit, mit der der Abstand Sonde-Kathode gemessen wurde.
Die Storungen der Entladung durch die Sonde waren hier leicht feststellbar,
drt die verschiebbare Sonde vollkommen aus dem Entladungsraum entfernt
werden konnte. Es zeigte sich, daB sich heim Einfiihren der Sonde die
Rrennspannung erhohte. Durch Messen des Kathodenfalles an zwei zur Rohrachse symmetrischen Punkten bei gleichzeitiger Kontrolle der Brennspannung
wurde festgestellt, daB die Erhohung der Brennspannung durch Anderungen
der GroBe des Kathodenfalles bewirkt wurde. In He-Entladungen, wo die
Storungen am groBten waren und die Brennspannung sich in ungiinstigsten
Fallen beim Einfiihrender Sonde um 6% vergroaerte, wurde an zwei zur Rohrachse symmetrischen Punkten der Potentialverlauf mit der verschiebbaren
Sonde aufgenommen. Die MeBergebnisse zeigten, daB die Storungen durch die
Sonde im Fallraum praktisch vernachlbsigt werden konnen. Unmittelbar
vor dem Glimmlicht und in diesem selbst bewirkte die Sonde eine Potentialerhohung. Den Potentialkurven konnte entnommen werden, daB die Feldstarkewerte im Glimmlicht nicht merklich verfalscht wurden, da die Potentialkurven hier nahezu parallel verliefen. Im wesentlichen bewirkte das Einbringen der Sonde eine Verlangerung des Kathodendunkelraumes und hatte
daher keinen die Verhaltnisse verzerrenden EinfluB auf den Verlauf der
Feldstarkekurven. Bei der feststehenden Sonde diirften die Storungen der
Entladung denen der beweglichen entsprechen. Als Beweis fur die Zuverlassigkeit dieser MeBmethode darf man die Tatsache werten, daB die bis zur
Kathode verliingerten Potentialkurven stets durch den Nullpunkt gehen.
In normalen bzw. schwach anormalen He-Entladungen bei geringen Drucken,
wo die Astonsche Dunkelraumliinge grofier als 0,25mm war, konnte die
Zuverlassigkeit der MeBmethode auch daran gepriift werden, ob a m Rande
des As t on sohen Dunkelraumes die Anregungsspannungen der im folgenden
Entladungsteil ausgesandten Linien gemessen werden. Solche Messungen
wurden durchgefiihrt. Die Abweichungen der MeBergebnisse von den Anregungsspannungen waren nicht groaer a19 2 V. Diese Abweichungen konnen
dadurch bedingt sein, daB es nicht moglich war, die Sonde wegen der in diesem
Bereich hohen Feldstarke mit der erforderlichen Genauigkeit an den Rand
366
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
des Astonschen Dunkelraumes zu bringen. Ob die mit der Ndstrommethode
ermittelten Werte das tatsiichliche Raumpotential wiedergaben, konnte
nur mit der von L a n g m u i r und M o t t - S m i t h s ) angegebenen Sonden.methode gepruft werden. Es zeigte sich, da13 in manchen Fallen bei nicht geniigend starker Elektronenemission der Sonde das gemessene Potential um
hochstens 2 V kleina war a19 das tatsachliche.
Um moglichst gut reproduzierbare Verhaltnisse zu erzielen, waren saubere
Entladungsbedingungen erforderlich. Die Durchfiihrung der vorher beschriebenen Reinigungsprozesse des Entladungsrohres und der Elektroden
gewabxleistete bei Verwendung sehr reiner Gase saubere Verhaltnisse. Das
zeigt die Tatsache, da13 in He- und Ne-Entladungen stets die Aureole auftrat.
Beim Brennen der Entladung in Edelgasen machte sich eine Erscheinung
bemerkbar, die bereits von R. Seeliger und W. B a r t h o l o m e y c ~ y kund
~)
F. M. P e n n i n g und J. H. A. Moubis*) als ,,Inseleffekt" beschrieben wurde.
Der Entladungsansatz zog sich hier nach einer von den jeweiligen Verhaltnissen
abhiingigen Brenndauer auf einen Teil der Kathode zusammen, wobei die
Entladungsstromstarke sich stark erhohte und die Brennspannung sich verringerte. Bei Steigerung der Entladungsstromstarke vergrorjerte sich diese
,,Insel" und bedeckte nach geniigender Erhohung des Stromes nach einiger
Zeit die gesamte Kathodenflache. Nach Untersuchungen von F. M. P e n n i n g
und J. H. Moubis wird diese Erscheinung dadurch hervorgerufen, daB eine
monomolekulare Oxydschicht auf der Kathode die Austrittsarbeit fur Elektronen erhoht und daher zunachst den Entladungsansatz auf die Teile der
Kathode beschrankt, die schon frei von der Oxydschicht sind.
In Wasserstoff und Stickstoff konnte dieser Effekt nicht beobachtet werden.
Da bei Entladungen in diesen Gasen die Brennspannung sich allmahlich erhohte und nach einer gewissen Zeit einen konstanten, aber im Vergleich zu
den entsprechenden Edelgasentladungen einen sehr hohen Wert erreichte,
wurde angenommen, da13 beide Gase mit der Wolframkathode reagierten und
wie Sauerstoff eine monomolekulare Oberflachenschicht bildeten. Fur diese
Annahme spricht die Tatsache, da13 die Kathodenzerstaubung in Wasserstoff- und Stickstoffentladungen erheblich geringer war als in Edelgasentladungen, die Kathode also durch eine entsprechende Oberflachenschicht geschutzt wurde.
Bei Beachtung dieser Tatsachen war es mijglich, gut reproduzierbare
Entladungsbedingungen zu schaffen. Kontrollen des Kathodenfalles mit neuen
Gasfiillungen und manchmal auch mit verschiedenen Entladungsrohren ergaben in keinem Falle Abweichungen, die grorjer als 5 yo des vorher gemessenen
Wertes waren. Kontrollen des Potentialverlaufes im Fallraum ergaben abnliche Ergebnisse.
Potentialverteilung im Fallgebiet von He-, Ne-, A-, HQ- und NQ-Entladungen
Mit der beweglichen Sonde wurde im Fallgebiet anomaler und normaler
bzw. schwach anomaler Entladungen in He, Ne, A, H, und N, die Potentialverteilung ermittelt. Die Ergebnisse dieser Messungen sind im Ausschnitt
6)
J. Langmuir u. H. M o t t - S m i t h , Gen. Elektr. Rev. 27, 449, 638, 616, 762, 810
(1924).
7)
8)
R. Seeliger, W. Bartholomeyczyk, Ann. Physik 1, 241 (1947).
F.M.Penning, J. H. A. Moubis, Phil. Res. Rep. 1, 119 (1946/46).
G. Brederlow: Der Potential- und Feldstarkeverlauf von Glirnmentladungen
367
in Abb. 6 wiedergegeben. Es ist hier nur der Potentialverlauf in Ne-Entladungen gezeigt, da die Potentialverteilung in diesem Gas charakteristisch
fur alle untersuchten Gase in entsprechenden Stromstarke- und Druckbereichen ist. In den Abb. 6 sind die Linien gleichen Potentials angegeben.
Die Zahlen a n der Rohrwand bezeichnen den Abstand von der Kathode,
gemessen in mm, wiihrend der Rohrdurchmesser in cm unterteilt ist. Das G
an der Rohrwand gibt die Grenze des Glimmlichtes an. Die Zahlenangaben
zwischen den einzelnen Bquipotentiallinien stellen die Spannungsdifferenzen
zwischen denselben dar. Die Kathode war hier volumenfiillend.
Die Kurven zeigen, daR das
Potential in einer Ebene parallel zur
Kathode bei den hoheren und mittleren Drucken in Wandrichtung zunachst abnimmt und nach Durchlaufen eines Minimums in unmittelbarer Wandniihe dann wieder steil
ansteigt. Die Tiefe dieses Minimums
hing bei allen untersuchten Gasen 4
vom Fiilldruck ab, und zwar nahm
die GroBe dieser Potentialeinsenkung
3
mit steigendem Druck ZU.
Die jeweiligen Lagen dieser
2
Potentialminima geben die Grenzen
des Bereichs an, in dem der StromI
transport erfolgte. Das zeigt die
Tatsache, daR der Ansatz der Entladung auf der Kathode sich nur bis
-2
o
2
Ne schworh anornal
zu den durch sie angegebenen Ab.Ne anomal
p = I01 Tarr
standen von der Rohrwand erp-IOSTorr
i =025mA
streckte, was dadurch bewiesen
i = QOmA
wird, daI3 nach Abschalten der Ent- Abb. 6. Potentialverlauf in einer Ne-Entladung. p = 1 Torr
ladung ein Ring am Kathodenrand
erkennbar war, dessen Breite dem
nicht von der Entladung bedeckten Teil der Kathode entsprach. Bemerkensw a t ist die Tatsache, daR die Entfernung dieser Potentialeinsenkung von der
Wand nur vom Fiilldruck abhiingig ist und nicht von der Entladungsstromstiirke. Sie nahm mit abnehmendem Druck zu. In Wasserstoff und Helium,
also bei den leichteren Gasen, war der Wandabstand bei entsprechenden
Druckverhiiltnissen groRer als bei den ubrigen Gasen. Bei niedrigen Drucken
verschwand besonders bei normalen Entladungen dieses Potentialminimum
volhtandig.
Aus dem Abfall des Potentials in Richtung auf die Rohrwand folgt, daB
die Stromdichte mit wachsendem Abstand vom Kathodenmittelpunkt abnahm. In Stickstoffentladungen durchlief die Stromdichteverteilung bei
hoheren Drucken ein Maximum, das in der Mitte zwischen der Wand und dem
Kathodenzentrum lag.
Der Abb. 6 kann man entnehmen, daB im Kathodendunkelraum das
Potential in unmittelbarer Wandnahe stets steil anstieg, und die Wand infolge-
360
Annalen der Phyeik, 7. F d g e . Band 1. 1958
dessen stark positiv geladen sein muate. Es war jedoch nicht moglich, die
Bquipotentiallinien in der nachsten Umgebung der Kathode vollstandig einzuzeichnen, da sie sich hier in nachster Nahe der Wand auf einen schmalen
Bereich zusammendriingten. In manohen Edelgasentladungen, besonders bei
niedrigen Drucken und dann, wenn die Rohrwand stark bestaubt war, wurde
in Kathodennahe, 0,l bis 0,3 mm von der Wand entfernt, ein Potentialwert
gemessen, der oft nur um einige Volt niedriger als der des Kathodenfalles war.
Brannten die Entladungen in GefaBen mit schwach bestaubten Rohrwanden,
dann standen die MeSergebnisse in zufriedenstellender qualitativer ubereinstimmung mit denen von Beck und E m e l e u s g ) ,die mit einem in die Rohrwand eingeschmolzenen Draht im Fallgebiet auf der Rohrwand ermittelt
wurden. Hatte aber eine starke Kathodenzerstaubung stattgefunden, dann
waren die Wandladungen besonders in Kathodennahe groI3er und der Anstieg
des Wandpotentials von der Kathode zum Glimmlicht war weniger steil.
Beck und E m e l e u s stellten zwischen dem Verlauf des Wandpotentials und
dem des statischen Aufladepotentials einer in den Fallraum gebrachten Sonde
eine gewisse Bhnlichkeit fest. Diese Beziehung konnte hier nicht besthtigt
werden. Es zeigte sich, daB keine Parallelitat zwischen beiden MeBwerten
besteht. In den meisten Fallen war das Wandpotential erheblich hoher als
das statische Aufladepotential einer Sonde. Es darf angenommen werden,
daB diese hohe Wandladung durch einen Ladungstransport langs einer leitenden Oberflachenschicht aufrechterhalten wird, wobei die in hoher Konzentration im Glimmlicht vorhandenen wenig energiereichen geladenen Teilchen einen wesentlich starkeren EinfluB auf die Hohe der Wandladung haben,
als die im Fallraum sich hauptsachlich in einer \Torzugsrichti~ngbewegenden
energiereichen Ionen und Elektronen.
Der Feldstlrkeverlauf im Kathodenfallgebiet
In den kathodennahen Entladungsteilen wurde durch Differentiation der
Potentialkurven der Feldstarkeverlauf in der Achse von Edelgas-, Wasserstoff- und Stickstoffentladungen ermittelt. Die Messungen erstreckten sich
iiber einen Stromdichtebereich von 3,3 mA/cm2-0,004 mA/cm2 und einen
Druckbereich von 0,l Torr -6 Torr. Die Feldstarkeverteilung wurde bei
konstantem Druck in der normalen Entladungsform und in anomalen Entladungen bestimmt. Bei hohen Stromdichten waren nur dann Messungen
moglich, wenn der Kathodenfall kleiner als 750 ITwar, da mit der MeI3anordnung hohere Werte nicht erfal3t werden konnten.
Der zu untersuchende Druckbereich war durch die Druckabhangigkeit der
Kathodendunkelraumlange bestimmt. Messungen wurden mit volumenfullender Kathode oder mit einer solchen, deren Durchmesser urn 1cm kleiner
a19 der Rohrdurchmesser war, durchgefuhrt.
In Abb. 7 wird der Feldstarkeverlauf in einer He-Entladung in Abhangigkeit vom Kathodenabstand angegeben. Ein G bezeichnet die Grenze des
Glinimlichtes und ein Stern gibt den Punkt an, an dem die MeBmethode gewechselt wurde. Der hier gezeigte Feldstarkeverlauf ist charakteristisch fur
alle aufgenommenen Feldstgrkekurven. Am anodenseitigen Rand des negativen Glimmlichtes wurde in allen Gasen, mit Ausnahme ro11 Stickstoff, der
9)
J.W. Beck, K. G . E m c l e u s , Philos.Mag. 11, 55 (1931).
G . Brederlow: Der Polential- und FeldstArkeveTlauf von Glimmenlladnngen
369
Nullwert durchlaufen, in Stickstoff jedoch schon haufig im negativen Glimmlicht selbst. Bemerkenswert ist noch die Tatsache, daB stets am kathodenseitigen Rand des Glimmlichtes die MeRmethode gewechselt werden muate.
Da in diesem Bereich die MeBgenauigkeit sich verringerte, ist es naheliegend
anzunehmen, da13 der hier auftretende plotzliche starke Feldstarkeabfall nur
vorgetauscht wird. Da aber
kurz vor dem kathodenabgewandten Ende, des Kathodendunkelraumes das
Potential noch sicher rnit
der Methode des Verzwei- MO.
gungspunktes erfal3t werden kann und in der Mitte
des Glimmlichtes mit der 4&l'
Nullstrommethode, so folgt
mit Sicherheit aus dieser
1
1 2 3 4 5 6 7 8 9 10'77 zlmd
mit groBer Gcnauigkeit
G*
G
feststellbaren Spannungs- Abb. 7. Feldetiirkeverlauf in einer He-Entladung.
differenz, die der oben bep = 1 Torr, i = 1,0mA
zeichneten Flache entspricht, daB die Feldstarkekurve am kathodenseitigen Rand des Glimmlichtes
mit starkerer Neigung als im Kathodendunkelraum verlauft.
Wegen der Vielzahl der Messungen ist es nur moglich, die Feldstarkekurven
in bestimmten Gruppen wiederzugeben. Es werden jeweils die bei gleichem
Druck aufgenommenen Kurven zusammengefa5t. Mit Rucksicht auf die
spater folgenden Vergleiche mit der Beweglichkeitstheorie sind die Feldstarkewerte - gemessen in V/cm - durch 1'1. dividiert, wobei I die Entladungsstromstarke in mA bei nichtvolumenfullender Kathode ist. Der
Nullpunkt der Abstandsskala ist an den Punkt gelegt, an dem die Feldstarke
Null oder nur wenig von diesem Wert verschieden war. Bei den Messungen
mit volumenfullender Kathode, d a e n Ergebnisse im gleichen Diagramm
angegeben werden, sind die entsprechenden Kurven in ihren Unterbrechungen
durch verschieden gekennzeichnete Kreise kenntlich gemacht. Die dazugehorigen Stromstarkewerte sind unter Berucksichtigung der verschiedenen
Kathodenflachen auf die Stromstarken umgerechnet, die bei gleicher Stromdichte durch die kleinere Kathode flieBen wiirde. Bei diesen Umrechnungen
wurde die durch die dquipotentiallinien bezeichnete Stromdichteverteilung
auf der Kathode beachtet.
Die in allen Abbildungen eingezeichnete Parabel gibt den durch die Bew-eglichkeitstheorie geforderten Feldstarkeverlauf im Kathodenfallgebiet an.
Der Vergleich zwischen Theorie und Experiment und die sich darauf ergebenden
Folgerungen werden an spaterer Stelle ausfuhrlich behandelt.
MeBergebnisse in He-, Ne-, A-,
Hg-
und Nz-Entladungen
Im folgenden sind die MeBergebnisse in H,- und N,-Ehtladungen im Ausschnitt angegeben. Da die in verschiedenen .Druckbereichen aufgenommenen
Kurven sich kaum unterscheiden, seien hier nur die in Edelgasentladungen
Ann. Physik. 7. Folge, Bd. 1
25
370
Annalen der Phyaik. 7. Folge. Band 1. 1958
bei niedrigstem und hochstem Druck aufgenommenen Kurven wiedergegeben,
in Wasserstoff- und Stickstof fentladungen nur die im mittleren Druckbereich
bestimmten Mel3werte.
1000
5oG
2
4
6
8
10
72
Abb. 8. Feldstiirkeverlauf in He.
p = 1 Torr
I*
Abb. 9. Feldstiirkeverlauf in He.
p = 6 Torr
E
P
/
I
2 4 6 R 10 12 14 16 h4 20 22 24 [md
Abb. 10. Feldstiirkeverlauf in Ne. p = 0,26 Torr
Die Raumladungsdichteverteilung
Aus den Feldstiirkekurven werden mit der Poissonschen Gleichung die
Raumbdungsdichtekurven berechnet. Die Ergebnisse dieser Rechnungen
sind im Auszug in der Abb. 16 mitgeteilt. Da der Verlauf der Raumladungsdichte in den kathodischen Entladungsteilen der verschiedenen Gase keine
prinzipiellen Unterschiede zeigt, sind nur die in Ne-Entladungen geltenden
Werte angegeben. Es mu13 jedoch beachtet werden, daI3 die Kurven die
Ergebnisse zweimaliger Differentiation wiedergeben und daher die Abweichungen bis zu 10% des tmgegebenen Wertes betragen konnen. In unmittelbarer
Kathodenniihe, wo die Fehlergrenze noch groljer ist, ist die mit Sicherheit.
G Brederlow: Der Potential- and Feldstarkeverlauf von Glimmentladungen
~
371
angebbare Mindestgrorje der positiven Raumladung eingezeichnet. Da der
nenaue
Kurvenverlauf hier nicht bestimmt werden konnte, ist die vermutliche
"
Kurvenform gestrichelt eingeE A
tragen
7
JT
In einergewissen Ehtfernung
von der Kathode, der in allen
untersuchten Edelgasentladun- zolw gen unabhiingig vom Druckund Stromstarkebereich ein
Potential von 80-120 V gegen
die Kathode entsprach, anderte I500 sich die Neigung der Raumladungsdichtekurven stark. Sie
fielen weniger steil ab, um
spater a m kathodenseitigen
Rand des negativen Glimm- I000 lichtes ein Maximum zu durchlaufen. Der Punkt, in dessen
naherer Umgebung die Neigung
der Raumladungsdichtekurve
sich stark iinderte, ist mit
dem dazugehorigen Raumpotential in die obigen Kurven eingezeichnet. Mit Sicherheit ist
1
2
3
4
5
6
f
Ukd
den berechneten Kurven zu entnehmen, da13 das Potential Abb. 11. FeldstiirkeverlctUi in Ne. p = 1 Torr
dieses Punktes sich mit abnehmender Stromstarke bei konstctntem Druck verringerte. Dime Abhangigkeit ist bei allen untersuchten Gasen bemerkbar - auch bei Wasserstoff und Stickstoff - ; hier nahm jedoch das Potential dea oben bezeichneten
.
0
0
5
10
15
20
Abb. 12. Feldatiirkeverlauf in A. p = 0,l Torr
Q05 mA
Qlf mA
25
Punktes in Stickstoff Werte zwischen 350 V und 160 V an, in Wasserstoff
zwischen 250 V und 70 V. Ein gesetzmafliger Zusammenhang zwischen dem
Druck und diesem Potential konnte bei keinem Gas festgestellt werden.
26*
3 72
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
-
m a-
wohl aber die Ionen in diesem Entladungsteil ZusammenstoRe erleiden.
Ihre Geschwindigkeit in Abhangigkeit
v 0 1 1 der Feldstarke wird durch
1500 -
gcgeben.
J;
V+
= k' (E/p)'/s
/
J;,
1
2
Abb. 13. Feldstiirkeverlauf in A.
p = 4 Tom
Abb. 14. Feldstarkeverlauf in H,.
p = 2.5 Torr
Mit diesen Annahmen ergibt sich als Losung der Poissonschen Gleichung
unter Vernachlassigung des Beitrages der Elektronen zur Raumladung
wobei F die GroDe der von der Entladung bedeckten Kathodenflache in em2,
k' den Beweglichkeitswert der positiven Ionen und I die Entladungsstromstiirke angibt.
Aus dieser Gleichung ist ersichtlich, da13, wenn die Beweglichkeitstheorie
die Verhiiltnisse im Fallraum richtig beschreibt, alle bei komtantem Druck
aufgenommenen Feldstlirkekurven mit der von der Beweglichkeitstheorie
geforderten Kurve zusammenfallen miissen, t r g t man EII'la iiber den Abstand vom Glimmlicht auf.
Beim Vergleich der experimentell ermittelten Feldstiirkekurven mit dieser
Theorie wurde ein k'-Wert angenommen, der eine moglichst gute Anpassung
der durch die Theorie vorgeschriebenen Kurvenform an die experimentell
ermittelte ergab. Die Berechnungen werden unter der Annahme durchgefiihrt.
daR der in GI. (1) auftretende Faktor 1 y = 1 ist. Diese Naherung ist, wie
+
10)
R.Warren, Physic. Rev. 9S, 1658 (1955).
G. Brederlow: Der Potential-
und Feldstiirkeoerlauf von Glimmentladungen
373
Messungen von verschiedenen Au toren zeigen, durchaus gerechtfertigt. Die
so bestimmten k'-Werte unterschieden sich in Ubereinstimmung mit den
MeBergebnissen von W a r r e n s ) in Edelgasentladungen von den durch Hornbeckll) fiir Atomionen gefundenen Werten ungefiihr um den Faktor zwei.
Sie seien in nachfolgender Tabelle zusammen mit den H o r n beckschen
Abb. 15. FelcWirkeverlauf in N,.
p = 1 Torr
Abb. 16. Raumladungediohteverlauf in Ne. p = 1,0 Torr
Beweglichkeitawerten, die fiir E/p-Werte groBer ah 100 V/cm mm Hg giiltig
sind, mitgeteilt. In der eben genannten Arbeit sind keine Beweglichkeitswerte
fiir Molekiilionen angegeben, doch wurde darauf hingewiesen, daB ihr Wert
ungefahr doppelt so groR ist wie der der Atomionen.
Tabelle 1
K-Werte in ern'/' see-'/* V-'/%(mm Hg)'!'
k'-Wertevon Hornbeck
Atomionen
He
Ne
196
I p =6T
A
0,s
l1)
-1
lo4
(T = Torr)
Aus dem Feldverlauf ermittelte Werte
I
4
*
p=4T
k'=6
p = l T
k'=5,5
p = l T
h'=2,8
p=0,5T
k'=3
k' = 2,8
' p = 4 T
I p = l T
J. A. Hornbeck, Physic. Rev. 84, 615 (1961).
k' = 8,7
p=O,25T
p=0,3T
p=O,2T
374
Annalen der Physik. 7. Folge. Bond 1. 1958
Folgerung, daB der Stromtransport der positiven Teilchen hauptsachlich
von Molekiilionen getragen wird, erscheint gewagt, doch soll ihre Berechtigung
naher untersucht werden.
Massenspektroskopische Untersuchungen von Morr isu) in Edelgasentladungen zeigen, daB im Bereich der positiven Saule bei Drucken von 1Torr
bis zu 8% des Stromes der positiven Triiger zur Wand von Molekiilionen getragen werden. Aus den Ergebnissen dieser Untersuchungen kann geschlossen
werden, daf3 die Molekulionen hauptsachlich bei dem ZusammenstoB hoch
angeregter Atome mit neutralen Atomen gebildet werden, ebenfalls auch,
aber nicht mit so groBer Wahrscbeinlichkeit, durch den DreierstoB von Atomionen und neutralen Atomen. Da im negativen Glimmlicht die Voraussetzungen fiir den Ablauf dieser Bildungsprozesse auBerordentlich gunstig sind,
darf man erwarten, daD hier Molekulionen in groBer Zahl gebildet werden. Es
ist daher durchaus moglich, daB diese wegen ihrer groBeren Beweglichkeit
hauptsachlich den positiven Ionenstrom im Fallraum von Edelgasentladungen
bestimmen.
Tabelle 2
k'-Werte in cma'*sec'la V-'Ia (mm Hgf"
k'-Wertevon Verne y
Molekiilionen
0,97
N2
- 101
(T = Torr)
Aus dem Feldverhuf ermittelte We&
p=2,6T
k'=4
p = l T
k'=3
1,=0,6T
k'=2
p=0,26T
k' = 2,l
Die fiir das Stickstoffmolekiil angegebene Beweglichkeit wurde von
Varneyl3) fur Elp-Werte, die grooer a h 100 V/cm mm Hg waren, gemessen.
Beweglichkeitawerte von Wasserstoffmolekulen in dem hier untersuchten
Elp-Bereich waren leider nicht greifbar. Auffallend ist bei beiden Gasen die
Tatsache, daD die Beweglichkeitswerte mit abnehmendem Druck sich verringern und daB eine erhebliche Differenz zwischen den von V a r n e y fiir N,
gemessenen und den hier bestimmten Werten besteht. Diese Besonderheiten
konnen dadurch hervorgerufen worden sein, da13 in Stickstoff neben NZauch Nf-Ionen, die von V a r n e y bei seinen Beweglichkeitsmessungen beobachtet wurden, auftraten und die Beweglichkeitswerte in der oben genannten
Weise beeinfluaten. In Wasserstoff konnten entsprechende Ionenarten
ebenfalls von Bedeutung sein.
Zusammenfassend darf gesagt werden, daD aus den MeBergebnissen geschlossen werden kann, daB die Beweglichkeitstheorie in allen untersuchten
Druckbereichen in der ersten Halfte des Kathodenfallgebietes zwischen Glimmlicht und Kathode giiltig ist.
Diese MeDergebnisse stehen teilweise in Widerspruch zu den von W a r r en3)
ermittelten GesetzmaDigkeiten. W a r r e n untersuchte den Feldstarkeverlauf
in anomalen Glimmentladungen in He, H,, N, und A in einem Druckbereich
von 0,03-1 Torr mit einem magnetisch kompensierten Elektronenstrahl.
l2)
D. Morris, Proc. Roy. SOC.(London) A 6 8 , l l (1955).
la) R. N. Varney, Physic. Rev. 59, 710 (1953).
G. Brederlow: Der Polential- und Feldslarkeverlauf von Glimmentladungen
'
375
Er fand, da13 bei hohen Drucken bei den leichteren Gasen die Beweglichkeitstheorie die Verhaltnisse im gesamten Kathodenfallgebiet richtig wiedergibt.
Bei kleineren Drucken traten Abweichungen auf. Hier wurde in Kathodennahe ein zu steiler Anstieg der Feldstiirke verzeichnet. Hierzu ist zu bemerken,
daB bei den hoheren Drucken die KathodendunkelraumlIge stets kleiner als
2,2 cm war und der Bereich, in dem der steile Feldstiirkeverlauf entsprechend
den hier gefundenen Werten auftreten miiBte, sich nur uber einige mm erstrecken durfte. Es ist zweifelhaft, ob mit einem Elektronenstrahl, der im
Entladungsfeld stets von der Kathode weggelenkt wird, in Kathodennahe
dieser Verlauf festgestellt werden kann. Mit abnehmendem Druck wachst
die Dunkelraumlange, und es verbesserte sich die Moglichkeit, mit dem Elektronenstrahl den steilen Anstieg der Feldstarke in Kathodennahe festzustellen,
wie die MeBergebnisse von W a r r e n zeigen.
Es bleibt noch zu untersuchen, wodurch der bei allen Entladungen festgestellte steile Anstieg der Feldstarke und damit auch der Raumladungsdichte in Kathodennahe hervorgerufen wird. In allen Druck- und Stromstarkebereichen wurde in Edelgasentladungen festgestellt, daB in einem Potentialbereich von 80-120 V die Raumladungsdichtewerte in steilem Anstieg in
Kathodenrichtung sich stark erhohten und in Kathodennahe Werte annahmen,
die die des Dunkelraumes um ein Betrachtliches ubertrafen. Diese Raumladungsdichtezunahme kann folgende Ursachen haben : Zunachst kann der
Beweglichkeitswert in diesem Elp-Bereich abnehmen, es kann aber auch
durch eine kurzwellige Strahlung, die aus kathodennahen En tladungsteilen
oder von der Kathode ausgesandt wird, eine Trhgerbildung erfolgen. Auch
kann Ionisation durch ElektronenstoB oder durch den StoB positiver Ionen
auf treten.
Zur ersteren Annahme, die von W a r r e n fiir Elp-Werte, die den von
H o r n bec k untersuchten Elp-Bereich uberschreiten, also groBer als 1000 V/cm
mmHg sind, ausgesprochen wurde, darf gesagt werden, daB sie sicher nicht
zutrifft, da der Raumladungsdichteanstieg auch dann auftritt, wenn die
Elp-Werte in Kathodennahe noch in dem von H o r n b e c k aufgenommenen
Bereich enthalten sind. Ionisation durch kurzwellige Strahlung, die aus der
Entladung kommt, ist nicht sehr wahrscheinlich, da nicht einzusehen ist,
warum sich das Ionisierungsgebiet ausschliefllich auf einen scharf begrenzten
Teil des Kathodendunkelraumes beschranken soll.
Ionisation durch den StoB positiver Ionen kann ebenfalls nicht fur den
Raumladungsdichteans tieg verantwortlich gemacht werden, da dieser auch
dann auftritt, wenn die Energie der positiven Ionen nicht ausreicht, um eine
merkliche Ionisation hervorzurufen. War der Kathodenfall hoch genug,
um eine Ionisation durch positive Triiger zu ermoglichen, dann zeigte der
Verlauf der Raumladungsdichtekurven keine Veriinderungen gegeniiber der
sonst auftretenden Form.
Ionenbildung durch ElektronenstoB nur vor der Kathode ist ebenfalls
unwahrscheinlich, denn aus dem Verlauf des atomaren Ionisierungsquerschnittes in Abhangigkeit von der Elektronenenergie folgt, daB auch in kathodenfernen Bereichen des Kathodendunkelraumes starke Ionisation
auftreten m a t e , da in Edelgasen fiir Elektronenenergien groBer als 100 eV
der Ionisierungsqnerschnitt in dem hier untersuchten Bereich praktisch
konstant bleibt. Der Einwand, daB die Elektronen bereits in Kathodenniihe
3 76
Annalen der Physik. 7. Folge. Band 1. 1958
soviel Energie durch StoBe verbunden mit Anregung und Ionisation verlieren, daB sie spater nicht ionisieren konnen, kann widerlegt werden, da in
den Gebieten geringerer Raumladung in den meisten Fallen noch Spannungsdifferenzen zwischen dem Glimmlicht und den entsprechenden Punkten auftreten, die 100 V weit iiberschreiten. Auch ergaben Messungen von B r e w e r
und Westhaver14), da13 ein grol3er Teil der von der Kathode ausgesandten
Elektronen das Glimmlicht nahezu mit Kathodenfallenergie erreicht.
Njmmt man an, daR in Kathodennahe durch den vorher beschriebenen
BildungsprozeB Molekulionen entstehen, dann kann die starke positive Rauniladung vor der Kathode erklart werden; denn bei den Molekiilionen zeigt der
Verlauf des Bildungsquerschnittes in Abhangigkeit von der Elektronenenergie eine Bhnlichkeit mit dem der Anregungsquerschnitte verschiedener
Linien des entsprechenden Atoms. Die Bildungsquerschnitte durchlaufen,
wie Messungen von H o r n b e c k und MolnarI5) zeigen, in einem Bereich von
20-40 eV in He, Ne und A ein Maximum. Bei 60 eV ist ihr Wert in He und A
schon auf
und in Ne bei 80 eV auf z/5 ihres Maximalwertes gesunken. Die
hier gefu ndene Raumladungsdich teverteilung ist daher mit diesem Verhalten
gut zu vereinbaren. Auch spricht fur die obige Annahme die Tatsache, da13
in den untersuchten Entladungen die Ausdehnung des Bereiches hoher Raumladung stets mit dem der ersten Kathodenschicht zusammenfallt.
Auch in Wasserstoff- und Stickstoffentladungen war ein derartiger Zuwachs der Raumladung vor der Kathode zu verzeichnen. Welche Prozesse
fur diesen Raumladungsdichteverlauf verantwortlich gemacht werden mussen,
kann hier nicht entschieden werden. Mit Sicherheit ist nur festzustellen,
daB der Verlauf des Ionisierungsquerschnittes fiir Molekiilionen wegen seiner
Xhnlichkeit mit dem des Ionisierungsquerschnittes fur Atomionen in Edelgasen
einen derartigen nur auf die Kathodennahe beschrankten Raumladungsdichtezuwachs nicht zulaBt. Man darf vielleicht vermuten, daB hier kompliziertere Ionenarten eine Rolle spielen.
Herrn Professor Dr. R. S e e l i g e r mochte ich fur die Anregung zu dieser
Arbeit und sein stetes Interesse fur ihren Fortgang herzlich danken. Herrn
F r i c k e bin ich fur die Unterstiitzung und die technischen Ratschlage beim
Aufbau der Versuchsanordnung zu Dank verpflichtet.
14)
l6)
A. K. Brewer, J. W. Wes t h a v er, J. Appl. Phys. 8, 779 (1937).
J . A . H o r n b e c k , J. P.Molnnr, Physic. Rev. 84, 621 (1961).
G r e i f s w a l d , Institut fur Gasentladungsphgsik der Deutschen Akademie
der Wissenschaften zu Berlin.
Bei der Redaktion eingegangen am 21. November 1967.
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