Скачать

Диффузионный СО2 лазер с ВЧЕ-разрядом

Из всех существующих лазеров (“Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation”) длительного действия наиболее мощными, продвинутыми в практическом отношении и приспособленными для резки материалов, сварки металлов, термического упрочнения поверхностей деталей и ряда других операций являются электроразрядные СО₂-лазеры. Большой интерес к СО₂-лазерам объясняется также и тем, что у этого лазера эффективность преобразования электрической энергии в энергию лазерного излучения в сочетании с максимально достижимой мощностью или энергии импульса значительно превосходит аналогичные параметры других типов лазеров. С помощью их излучения производят необычные химические реакции, разделяют изотопы. Имеются проекты передачи энергии с помощью СО₂-лазеров с Земли в космос или из космоса на Землю, обсуждаются вопросы создания реактивного двигателя, использующего излучение лазера. За 33 года, прошедших со времени создания первого образца (С. Пател, 1964г.) их мощность в непрерывном режиме возросла от милливатта до многих киловатт. Сейчас выпускаются СО₂-лазеры с мощностью до 10 кВт, в том числе более 50 типов СО₂-лазеров с ВЧ-накачкой в диапазоне мощностей от 3 Вт до 5 кВт. При этом газовые лазеры с ВЧ-возбуждением обладают целым рядом преимуществ по сравнению с лазерами, в которых для накачки рабочей среды применяется самостоятельный тлеющий разряд постоянного тока. В частности, их конструкция и технология изготовления проще, а надёжность, ресурс работы, удельные характеристики существенно выше чем у лазеров с накачкой постоянным током. Это позволяет уменьшить габариты и массу технологических СО₂-лазеров мощностью 1 кВт настолько, что становится возможным размещение такого лазера на подвижном манипуляторе промышленного робота.

Сегодня известно большое количество различных конструкций газовых лазеров с ВЧ-возбуждением. Но в основе всего многообразия конструктивных решений лежит специфика пространственной структуры ВЧЕР, которая в большинстве случаев удачно совпадает с требованиями, предъявляемыми к активной среде лазера.

2. Квантовое описание лазера

Возбуждённая частица может перейти в менее энергетическое состояние самопроизвольно в результате спонтанного излучения, или, как его ещё называют, радиационного распада (рис. 1). Спонтанное излучение имеет чисто квантовую природу. Согласно квантовой механике атом или молекула не могут находиться в возбуждённом состоянии бесконечно долго. Возбуждённое состояние распадается с конечной скоростью, определяемой вероятностью этого перехода в единицу времени , испуская при этом квант света с энергией h₀=₂-₁ А(2)А(1)+ h₀ ( - коэффициент Эйнштейна для спонтанных переходов). Изменение концентрации частиц N₂ на верхнем уровне в результате спонтанных переходов описывается выражением . Кванты света, родившиеся в результате спонтанных переходов обладают одинаковой энергией но никоим образом не связаны между собой. Направления распространения этих квантов в пространстве равновероятны. Так как рождение кванта может с равной вероятностью произойти в любой момент времени, электромагнитные волны, соответствующие этим квантам, не связаны между собой по фазе и имеют произвольную поляризацию.

В отличие от спонтанных переходов, способных происходить в изолированной частице, безизлучательные переходы возможны только при наличии взаимодействия частицы А с другой частицей или системой частиц В. В результате такого взаимодействия частица переходит из состояния 1 в состояние 2 или наоборот без излучения кванта света и без его участия. Процесс столкновительного возбуждения (рис.2) требует затраты кинетической энергии и протекает по схеме А(1)+ВА(2)+В. Процесс столкновительной релаксации на (рис.3) наоборот сопровождается переходом энергии в поступательную энергию взаимодействующих частиц либо тратится на возбуждение частицы В. Этот переход происходит по схеме A(2)+BA(1)+B+. Индуцированные, или, как их иногда называют, вынужденные переходы в соответствии с гипотезой А. Эйнштейна могут происходить только при взаимодействии частицы А с резонансными квантами, удовлетворяющими условию h₀=₂-₁ т.е вероятность индуцированных переходов отлична от нуля лишь во внешнем электромагнитном поле с резонансной частотой ₀. А. Эйнштейн предположил, что при наличии поля резонансной частоты помимо переходов квантовой системы из состояния 1 в состояние 2, что соответствует резонансному поглощению квантов, протекающему по схеме А(1)+h₀A(2) (рис.4) возможны переходы по схеме А(2)+h₀А(1)+2h₀ (рис.5). Данный процесс индуцирования или вынужденного излучения и служит основой квантовой электроники.

Однако энергия возбуждённых состояний не является фиксированной величиной даже в случае изолированной частицы. Согласно принципу неопределённости Гейзенберга неточность в определении энергии системы и времени её существования должна удовлетворять соотношению: . Поскольку ₀ то неопределённость энергии возбуждённого состояния составляет . Такое энергетическое размытие уровней приводит к неопределённости частоты излучаемого кванта . Данное уширение частоты излучения называется естественная ширина линии и является минимально возможной. Естественная ширина линии резко растёт с ростом  (³) и становится заметной в коротковолновой части спектра. Для основного перехода молекулы СО₂ лазера ₀5 сек и ширина ₀3*10^-2 Гц. Однако обычно ширина линии излучения определяется не спонтанным излучением а релаксационными безизлучательными переходами, происходящими при взаимодействии возбуждённой частицы с другими частицами. Любой релаксационный процесс приводит к сокращению времени жизни частицы в возбуждённом состоянии, а следовательно, к уширению соответствующей этому состоянию линии излучения. Релаксационное уширение происходит за счёт безизлучательных процессом при столкновении частиц и этот процесс называют столкновительное уширение. По аналогии с естественный шириной линии, принимая _cт - время жизни частицы в возбуждённом состоянии столкновительное уширенение определяется как . Время жизни частицы определяется через сечение этих процессов _ст Как правило возбуждённая частица взаимодействует с различными частицами и в общем случае _ст, где суммирование проводится по всем видам взаимодействующих частиц. Столкновительное и естественное уширение вызвано одной той же причиной – конечным временем жизни частицы в возбуждённом состоянии. Форма линии уширения в обоих случаях определяется особенностью вероятностных процессов и поэтому одинакова. Она имеет так называемый лоренцев контур, описываемый форм-фактором . Выражение нормировано на единицу: . Уширение линии, связанное с конечностью времени жизни возбуждённого состояния, принято называть однородным. В случае однородного уширения каждая возбуждённая частица при переходе излучает линию с полной шириной , спектральной формой и поглощает кванты с частотой, лежащей в пределах контура . При однородном уширении форма линии описывает спектральные характеристики каждой частицы и всех частиц в целом. Но конечное время жизни частиц не является единственной причиной уширения линий. Излучающие частицы находятся, как правило, в тепловом движении. В соответствии с эффектом Доплера частота, испускаемая движущимся источником колебаний, претерпевает смещение, пропорциональное скорости движения излучателя V. Смещение частоты зависит также от угла  между направлением движения и линией, соединяющей излучатель с приёмником и составляет . Так как излучающие частицы движутся с различными скоростями и в различных направлениях, то частотные сдвиги излучаемых ими линий различны. Поэтому даже в случае отсутствия столкновений неподвижный спектральный прибор будет регистрировать множество естественно уширенных линий, различно смещённых относительно частоты ₀. Суперпозиция этих смещённых линий и даёт наблюдаемый профиль уширённой линии. Это так называемое доплеровское уширение линии является неоднородным. Каждая частица в описанной ситуации может излучать линию лишь в узком, определяемом естественным уширением, спектральном диапазоне, сдвинутом относительно ₀ на конкретную величину, однозначно связанную со скоростью и направлением движения этой частицы. Естественно, что и поглощать излучение с фиксированной частотой смогут только те частицы, доплеровский сдвиг которых соответствует этой частоте. При максвелловском распределении излучающих частиц по скоростям где - средняя тепловая скорость; m - масса частицы. При этом линия излучения имеет гауссов профиль, описываемый форм-фактором . Аналогично с выражение нормировано на единицу .

В общем случае полная ширина линии излучения определяется всеми механизмами уширения. Однако в реальной ситуации чаще всего преобладающим является один. Это вызвано различным характером зависимости и от внешних условий. Так, например, в случае газовой излучающей среды линейно растёт с концентрацией частиц, а зависит только от температуры. Поэтому при малых давлениях уширение будет определяться доплеровским эффектом, а при больших - столкновениями. Спектральное распределение излучаемой линии имеет вид симметричной резонансной кривой (рис.6) с максимумом на частоте =₀, спадающей до уровня половины максимальной интенсивности при частотах
. Наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий, не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов, приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны. Т.к. линия излучения имеет спектральную форму q(), то вероятность спонтанного излучения с заданной частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов А₁₂ и видом форм-фактора q() т.е. W_сп()=А₂₁*q() где W_сп()- вероятность спонтанного излучения. Вероятности спонтанного и вынужденных переходов связаны между собой, поэтому вероятность индуцированных излучения с заданной частотой W₂₁() также зависит от : W₂₁()=B₂₁*q()*_V, B₂₁ – коэффициент Эйнштейна для индуцированного излучения, – спектральная объёмная плотность излучения. Интегральная вероятность индуцированного излучения W₂₁ при этом удовлетворяет условию . Для лоренцева вида линии форм-фактора такое интегрирование даёт , для гауссова , , - объёмная плотность излучения,  - дельта-функция. Сечение вынужденного фотоперехода для столкновительного уширения имеет вид: , для доплеровской формы линии , g₁ – статистический вес уровня. Сечение вынужденного излучения ₂₁=₀*g₁, вынужденного поглощения ₁₂=₀*g₂. Процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн. Пусть через среду, в которой частицы могут находиться в состояниях 1 и 2 с энергиями возбуждения ₁ и ₂ проходит поток монохроматического излучения удовлетворяющего соотношению h₀=₂-₁. Пусть плотность частиц в этих состояниях N₁ и N₂. Уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид: где n_p – объёмная концентрация фотонов. . Величину называют коэффициентом активной среды. Интенсивность света будет усиливается по мере прохождения через среду с К>0. В противном случае при К<0 будет иметь место ослабление интенсивности изучения. Знак К определяется знаком выражения (N₂*g₁-N₁*g₂), называемого инверсией среды. Усиление среды положительно только лишь при (N₂*g₁-N₁*g₂)>0. В среде с термическим равновесием, где N₁ и N₂ подчиняются распределению Больцмана и где N₂ всегда меньше N₁, усиление света невозможно. Таким образом, усиление света может иметь место лишь при отсутствии термодинамического равновесия между уровнями 2 и 2, т.е. в неравновесной среде. Среду с N₂*g₁-N₁*g₂>0 называют средой с инверсной населённостью. Наилучшие условия резонансного излучения получаются при больших скоростях заселения и временах жизни верхнего уровня активных частиц и малых значениях этих величин для нижнего уровня.

3. Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор

В лазере на основе СО₂ используется четырёхуровневая система получения инверсной населённости между колебательными уровнями молекул. Молекула СО₂ состоит из атома углерода и двух симметрично расположенных атомов кислорода, т.е. имеет линейную структуру О-С-О. Как видно из схемы на рис. 7 атомы кислорода могут совершать симметричные (мода ₁ОО) и несимметричные (асимметричные) (мода ₃ОО), а также поперечные этому направлению так называемые деформационные колебания (мода ₂^LOO) - из-за наличия двух взаимно перпендикулярных направлений этот тип колебаний является дважды вырожденным. Употребляемые для описания состояния колебательно-возбуждённой молекулы квантовые числа ₁, ₂^L и ₃ характеризуют число квантов, соответствующих колебанию данного типа, _L указывает поляризацию деформированного колебания. Лазерный квант излучается при переходе из состояния 001 в 100 (цифры обозначают колебательные квантовые числа в модах ₁, ₂^L и ₃ соответственно). Возможен также переход 001020 с длиной волны =9.4 мкм, но он обычно гораздо слабее. Для получения оптимальных условий в рабочую смесь СО₂-лазера помимо углекислого газа добавляют азот и гелий.

В
ремя жизни верхнего лазерного уровня СО₂ относительно спонтанных переходов составляет 0.2 с (А₂₁5.1 с^-1). Поэтому более интенсивно верхние и нижние лазерные уровни расселяются (релаксируют) в результате безизлучательных переходов при столкновениях возбуждённой молекулы с невозбуждёнными компонентами лазерной среды по схеме на рис. 3. Однако высокая эффективность получения инверсной заселённости в газоразрядных СО₂-лазерах обусловлена рядом причин. В электрическом разряде с высокой эффективностью образуются колебательно-возбуждённые молекулы N₂, составляющие до 50% их общего числа. Поскольку молекула N₂ состоит из двух одинаковых ядер, её дипольное излучение запрещено и она может дезактивироваться только при столкновении со стенкой или с другими молекулами. При наличии СО₂ колебательная энергия N₂ может быть легко передана молекулам СО₂ поскольку существует близкий резонанс между колебаниями N₂ и модой ₃ колебаний СО₂. Уровень 001 только на 18 см^-1 лежит выше первого колебательного уровня азота и необходимый недостаток энергии молекулы СО₂ могут получать от кинетической энергии азота. В результате энергия, затрачиваемая на возбуждение верхнего лазерного уровня и характеризуемая КПД разряда _к, для смесей СО₂-N₂-He может превышать 80%. При наличии азота в смеси время релаксации, запасённой верхним уровнем энергии _э увеличивается и становится равным . При средней плотности выделяемой в положительном столбе разряда мощности заселённость верхнего лазерного уровня в отсутствии генерации будет . Создание инверсии требует малой населённости нижнего лазерного уровня. В условиях отсутствия генерации нижние уровни СО₂ находятся в тепловом равновесии с основным, их относительная заселённость . Для поддержания стационарной генерации нижние уровни СО₂ необходимо расселять. Этот процесс обеспечивается добавлением в лазерную смесь расселяющих компонент, из которых наиболее эффективен гелий. Также помимо эффективного расселения уровня 100 гелий обеспечивает хороший теплоотвод от рабочей среды за счёт теплопроводности и оказывает стабилизирующее действие на заряд, поэтому в подавляющем большинстве существующих технологических лазеров предпочтение отдаётся ему. Таким образом, эффективная работа СО₂-ляазера требует трёхкомпонентной лазерной смеси. Определение состава рабочей среды лазера является сложной оптимизационной задачей, решение которой необходимо проводить в каждом конкретном случае. Для диффузионного СО₂-лазера часто используется смесь СО₂:N₂:He в соотношении 1:1:3.

Частотный спектр генерации СО₂-лазера имеет достаточно сложный вид. Причиной этого является наличие тонкой структуры колебательных уровней, обусловленной существованием ещё одной степени свободы молекулы СО₂ – вращения. Из-за вращения молекулы каждый изображённый на рис. 7 колебательный уровень распадается на большое количество вращательных подуровней, характеризуемых квантовым числом j и отстоящих друг от друга на величину энергии _вр, ₀₀₁, ₁₀₀, kT_r. В результате интенсивного обмена энергий между вращательной и поступательной степенями свободы устанавливается больцмановское распределение частиц по вращательным состояниям, описываемое уравнением , где N_, N_,j – концентрации возбужденных частиц на колебательном уровне  и на его вращательных подуровнях j; = 0,38 см^-1 – вращательная константа. Согласно правилам отбора в молекуле СО₂ переходы между двумя различными колебательными уровнями возможны при изменении вращательного квантового числа на 1 т.е. j=1. Таким образом, линия усиления рабочей среды состоит из большого числа линий, каждая из которых уширена за счёт эффекта Доплера на величину и за счёт столкновений на величину и для СО₂-лазера вычисляются :

, где р_i – парциальные давления компонент смеси.

Коэффициент усиления активной среды СО₂-лазера существенно зависит от температуры рабочей смеси Т_г. Процессы накачки лазерной смеси и генерации неизменно сопровождается нагревом газа. Температура лазерной смеси Т_г в установившемся состоянии пропорциональна мощности энерговыделения в разряде, т.е. Т_гjE. В отсутствие генерации заселенность верхнего лазерного уровня также пропорциональна jE. Поэтому если время столкновительной релаксации не зависит от температуры газа и N₀₀₁Т_г, учёт возрастания с ростом Т_г лишь ослабит зависимость N₀₀₁(Т_г) (пунктирная линия). Заселённость нижнего лазерного уровня находится в равновесии с основным и описывается законом Больцмана N₁₀₀. В связи с этим при достижении некоторой критической температуры Т_max инверсная заселённость лазерной смеси исчезает. Максимальная и
нверсия достигается при оптимальных температурах смеси Т_орt. Для смеси с _г1,5*10^-1 Вт/(м*К), Т_стенки300К зависимость населённости лазерных уровней от температуры показана на рис. 8. Типичные значения Т_opt400...500К, Т_мах700...800К.

Под действием электронных ударов и в результате столкновений возбуждённых молекул в тлеющем разряде в СО₂-лазерах происходит частичная диссоциация углекислого газа СО₂  СО + О. Отношение концентраций СО к СО₂ может достигать 12%, содержание О₂ – 0,8%. Из-за этого при сохраняющемся энерговкладе возрастают потери на диссоциацию, возбуждение электронных состояний и возбуждение колебаний СО и О₂. Поэтому населённость верхнего рабочего уровня СО₂ падает и коэффициент усиления уменьшается. Поскольку ресурс работы СО₂-лазера, определенный требованиями экономичности установки, оценивается несколькими сотнями часов, а существенный рост доли СО и О₂ определяется минутами, необходимо включение в контур регенератора, в котором частично восстанавливается рабочая смесь. В диффузионном СО₂-лазере целесообразно применение цеолита (SiO₄+AlO₄) в количестве 20мг, насыщенного парами H₂O.

4. Резонатор

Резонатор является оптической системой, позволяющей сформировать стоячую электромагнитную волну и получить высокую интенсивность излучения, необходимую для эффективного протекания процессов вынужденного излучения возбуждённых частиц рабочего тела лазера, а следовательно, когерентного усиления генерируемой волны. Оптические резонаторы в квантовой электронике не только увеличивают время жизни кванта в системе и вероятность вынужденных переходов, но и так же, как резонансные контуры и волноводы определяют спектральные характеристики излучения.

В длинноволновом диапазоне классической электроники длина волны излучения существенно больше размеров контура и его спектральные характеристики определяются сосредоточенными параметрами электрической цепи. Длинные радиоволны при этом излучаются в пространство практически изотропно. При сокращении длины волны и переход в СВЧ-диапазону для формирования электромагнитной волны используются пустотелые объёмные резонаторы с размерами, сравнимыми с длиной волны. При этом появляется возможность формирования направленных (анизотропных) распределений излучения в пространстве с помощью внешних антенн. В ИК и видимом диапазоне длина волны излучения много меньше размеров резонатора. В этом случае оптический резонатор определяет не только частоту, но и пространственные характеристики излучения.

Простейшим типом резонатора является резонатор Фабри-Перо, состоящий из двух параллельных зеркал, расположенных друг от друга на расстоянии L_p. В технологических лазерах резонатор Фабри-Перо используется крайне редко из-за больших дифракционных потерь. Чаще используются резонаторы с одной или двумя сферическими отражающими поверхностями. Свойства этих резонаторов зависят от знака и величины радиуса их кривизны R, а также от L_p и определяются стабильностью существования в нём электромагнитной волны.

В так называемом устойчивом (стабильном) резонаторе распределение поля воспроизводится идентично при многократных проходах излучения между зеркалами и имеет стационарный характер. В результате попеременного отражения электромагнитных волн от зеркал волна формируется таким образом, что в приближении геометрической оптики не выходит за пределы зеркал в поперечном направлении и выводится из устойчивого резонатора только благодаря частичному пропусканию самих отражающих элементов. В случае отсутствия потерь, излучение могло бы существовать в устойчивом резонаторе бесконечно долго. В неустойчивом (нестабильном) резонаторе световые пучки (или описывающие их электромагнитные волны) в результате последовательных отражений от зеркал перемещаются в поперечном оси резонатора направлении к периферии и покидают его.

Свойства резонаторов и характеристики создаваемых ими пучков можно описывать и в волновом, и в геометрическом приближении. В качестве критерия применимости этих приближений удобно использовать так называемое число Френеля , где a, L – характерные размеры задачи поперёк пучка и вдоль направления его распространения. Условие N_F>>1 соответствует применимости геометрического приближения. При N_F1 необходимо учитывать также волновые свойства электромагнитного излучения.

В геометрическом приближении условие устойчивости резонатора имеет вид:. Расстояние между зеркалами L_p в этом выражении всегда положительно, а R₁ и R₂ положительны только для вогнутых т.е. фокусирующих зеркал и отрицательны для зеркал с выпуклой поверхностью. Для устойчивых резонаторов существует стационарное распределение интенсивности электромагнитного поля. В общем случае интенсивность излучения в устойчивых резонаторах распределена не равномерно по всему объёму резонатора, а сосредоточена внутри области, называемой каустикой (рис.9). Радиусы ₁, ₂, этой области на зеркалах а также её минимальный радиус ₀ в месте перетяжки определяются длиной волны и параметрами резонатора (R₁, R₂, Lp). Для основного типа колебаний их можно рассчитать с помощью соотношений:

Расстояния L₁ L₂ от места положения перетяжки до зеркал составляют: .

Наибольшее распространение получил среди устойчивых резонаторов полуконфокальный резонатор, у которого одно зеркало плоское (R₂=) а второе имеет радиус R₁=2L_P т.е. его фокус лежит на плоском зеркале. Основное удобство полуконфокального резонатора, определяющее его широкую распространённость, заключается в возможности использования для вывода излучения плоских окон из частично прозрачных материалов а также в параллельности выходящего пучка. В случае использования металлических зеркал излучение можно выводить через одно из них или систему отверстий.

Устойчивый резонатор сравнительно прост в эксплуатации. Он легко юстируется, достаточно устойчив по отношению в разъюстировке. Его сферические зеркала сравнительно просто поддаются изготовлению и контролю радиуса кривизны. Поэтому они находят широкое применение в лазерной технике, особенно в технике маломощных ( 1 кВт) лазеров. К числу недостатков устойчивых резонаторов следует отнести несовпадение объёма каустики с объёмом активной среды, что приводит к уменьшению КПД и увеличению размеров лазера, а также повышенные значения плотности мощности при перетяжке, что в случае её малых размеров может привести к оптическому пробою. Однако самым серьёзным недостатком устойчивых резонаторов является невысокая лучевая стойкость используемых в качестве выходных окон диэлектрических оптических материалов. Именно это обстоятельство ограничивает использование устойчивых резонаторов при больших плотностях излучения.

В лазерах повышенной мощности в последнее время широкое распространение получили неустойчивые резонаторы со сферическими металлическими зеркалами. Наиболее часто в лазерной технике используется телескопический конфокальный неустойчивый резонатор, дающий на выходе параллельный пучок. Одно из его зеркал выпуклое, а другое вогнутое. Генерация возникает в приосевой зоне. Покидающее эту зону излучение усиливается при многократных проходах между зеркалами, смещаясь к периферии резонатора. Относительная величина смещения положения луча на выпуклом зеркале за один проход называется коэффициентом увеличения резонатора. В отличие от устойчивого резонатора прозрачность неустойчивого резонатора определяется не пропусканием излучения выходным зеркалом, а геометрическими размерами системы. Из-за геометрического расширения излучения его интенсивность падает на одном проходе в М² раз. Однако в стационарных условиях при малых внутрирезонансных потерях усиление излучения на одном проходе также составит М². Таким образом, весь неустойчивый резонатор заполнен излучением с практически равной интенсивностью, что в отличие от устойчивых резонаторов обеспечивает полное и равномерное использование всей активной среды. Если добавить к этому высокую лучевую стойкость металлических зеркал, то преимущество неустойчивых резонаторов для мощных лазерных систем становится очевидным.

5. Характеристика газового разряда, ВАХ, потенциальнаядиаграмма

В высокочастотных разрядах ёмкостного типа (ВЧЕР) высокочастотное (ВЧ) напряжение подаётся на электроды, которые могут быть изолированы от разряда твёрдым диэлектриком или соприкасаться с разрядом. В этом смысле можно условно называть ВЧЕ-разряды электродными или безэлектродными. Для диффузионного СО₂-лазера ориентировочное давление рабочей среды 20-40 торр, частота возбуждения 10-120 МГц (основная промышленная частота f13,6 МГц). Плазма таких разрядов, как правило, слабо ионизована, неравновесна и подобна плазме тлеющего разряда. При давлении 20 торр частота столкновений _м примерно в 10³ раз превышает частоту колебаний =2f, поэтому в осциллирующем поле типа Е=Е_аsint электроны совершают дрейфовые колебания с амплитудой и скоростью смещений где _м – частота электронных столкновений. При Е_А/р10 В/(см*торр), что характерно для неравновесной слабоионизированной плазмы молекулярных газов и промышленной частоты, амплитуда дрейфовых колебаний А0,1 см. Она сравнительно мала по сравнению с типичными для экспериментов длинами разрядных промежутков вдоль поля L0,5-10 см. Дрейфовые скорости и амплитуды колебаний ионов в 10² раз меньше, так что колебательное движение ионов во многих случаях можно вообще не принимать во внимание. Даже при весьма низкой плотности электронов n_e=10⁸ см^-3 и характерной для столкновительной плазмы электронной температуры Т_е=1 эВ дебаевский радиус d_D0,05см << L. Поэтому в большей части разрядного промежутка плазма электронейтральна. Однако около границ плоского промежутка электронный газ, совершая качания относительно “неподвижных” ионов, периодически обнажает положительные заряды. Это является первопричиной появления приэлектродных слоёв пространственного разряда.

Допустим, что электроды оголены. Те электроны, которые в момент прохождения положения равновесия отстояли от электродов на расстояниях, меньших амплитуды колебаний, после первых же качаний “навсегда” уходят в металл. В состоянии равновесия с обеих сторон остаются слои нескомпенсированного ионного заряда, газ в целом оказывается заряженным положительно. При последующих качаниях электронный газ, если отвлечься от медленного диффузионного процесса, только касается электродов. На рис.10 схематично изображено качание электронного газа в предположении, что ионы совершенно н
еподвижны и однородно распределены по длине промежутка, а диффузионное движение электронов отсутствует. На самом деле диффузия размывает границы между плазмой и ионными слоями. На рис. 11 построены соответствующие рис.10 распределения поля и потенциала в те же моменты времени через каждые четверть периода. Поле Е в однородной электронейтральной части промежутка постоянно по его длине. Потенциал для определённости отсчитывается от левого электрода. Можно себе представить, что он заземлён, а переменное напряжение подаётся на правый. Значение и направление электрического тока, можно считать, характеризуется напряженностью поля Е в плазме, так как чаще всего в самой плазме ток проводимости преобладает над током смещения.

Экспериментально установлено, что ВЧЕР горят в одной из двух сильно различающихся форм. Внешне они отличаются характером распределения интенсивности свечения по длине промежутка, по существу – процессами в приэлектродных слоях и механизмами замыкания тока на электроды. При сильноточном разряде возникает диффузионное свечение в середине промежутка, а около электродов газ не светится. Напряжение на электродах меняется очень мало, что указывает на слабую проводимость ионизированного газа и малый разрядный ток. В слаботочном разряде сильное свечение локализуется у электродов и состоит из чередующихся слоёв, по цвету и порядку следования очень похожих на слои в катодной области тлеющего разряда постоянного тока. Напряжение на электродах после зажигания заметно падает, что говорит о значительно