直流辉光等离子体气体放电(讲义)(52011060109552354)
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测试等离子体的方法被称为诊断，它是等离子体物理实验的重要部分。等离子体诊断有探针法、霍尔 效应法、微波法、光谱法等。 静电探针也称朗缪尔探针，是一种最早用来测试等离子体特性的工具之一。 由于它的结构简单，用途广泛，至今仍被人们所使用。实际上，探针就是一根金属丝，除了顶端外，其余 部分是用绝缘材料包起来的。由于电子的热速度远大于离子的热速度，因此当探针插入到等离子体中时， 电子首先到达探针的表面。这样，探针的表面电位是负的。当接上外界电源之后，探针上面就有电流通过。 通过测量探针的伏安曲线（V~I），即可以确定出等离子体的密度n0和电子的温度Te。
对双探针整体为悬浮的故： i1+ + i1− + i2+ + i2− = 0
则从 2 流入 1 的电流为：
4
所以：
( ) ( ) i2,1 = i2+ + i2− − i1+ + i1−
=
I
，I 2
= i2+
+ i2−
=−
i1+
+ i1−
i1 +
+
I 2
=
i1−
=
−eA1
Jr
exp⎜⎜⎝⎛
e
V1 − VS kTe
假设：
(1) 被测空间是电中性的等离子体空间，电子密度ne和离子浓度ni 相等，电子与离子的速度满足麦克 斯韦速度分布。
(2) 探针周围形成的空间电荷鞘层厚度比探针面积的线度小，这样可忽略边缘效应，近似认为鞘层和 探针的面积相等。
(3) 电子和正离子的平均自由程比鞘层厚度大，这样可忽略鞘层中粒子碰撞引起的弹性散射、粒子激 发和电离。
1
德拜长度 ： λ D
=
⎜⎛ ⎝
kT e 4 me 2
⎟⎞ ⎠
2
（1）
3) 稀薄气体产生的辉光放电 气体放电可以采用多种能量激励形式，其中直流放电因为结构简单、成本低而受到广泛应用。直流放
电管是一个低压玻璃管，管两端接有直流高压电源的圆形电极。在电极两端施加电压时，通过调节电阻 R 值可得到气体放电伏安特性，如图（1）所示。
=
I
0
exp
⎡ ⎢ ⎣
e(Vp − kTe
Vs
)
⎤ ⎥ ⎦
（5）
其中
I0
=
1 4
n0ve A ⋅ e
对（5）式取对数得：
lnI
=
lnI 0
−
eVs kTe
+
eVp kTe
其中
lnI 0
−
eVs kTe
= 常数
故
lnI = eVp + 常数
kTe
可见电子电流的对数和探针电位呈线性关系。作关对数曲线，由直线部分的斜率可决定电子温度Te。 单探针法有一定的局限性，因为探针的电位要以放电管的阳极或阴极电位作为参考点，而且一部分放 电电流会对探针电流有所贡献，造成探针电流过大和特性曲线失真。双探针法是在放电管中装两根探针， 双探针法有一个重要的优点，即流到系统的总电流决不可能大于饱和离子电流。这是因为流到系统的电子
是说，其中正负电荷密度相等，整体上呈现电中性。等离子体可分为等温等离子体和不等温等离子体，一 般气体放电产生的等离子体属不等温等离子体。
等离子体有一系列不同于普通气体的特性： （1）高度电离，是电和热的良导体，具有比普通气体大几百倍的比热容。 （2）带正电的和带负电的粒子密度几乎相等。 （3）宏观上是电中性的。 2) 等离子体的主要参量： （1）等离子体温度：对于平衡态等离子体（高温等离子体）温度是各种粒子热运动的平均量度；对 于非平衡态等离子体（低温等离子体），由于电子、离子可以达到各自的平衡态，故要用双温模型予以描 述。一般用Ti表示离子温度，Te表示电子温度。 （2）等离子体密度：单位体积内（一般以立方厘米为单位）某带电粒子的数目。ni 表示离子浓度， ne 表示电子密度。在等离子体中ne≈ni。 （3）等离子体频率：表示等离子体对电中性破坏的反应快慢，是等离子体震荡。 （4）德拜长度：等离子体内电荷被屏蔽的半径，表示等离子体内能保持的最小尺度。当电荷正负电 荷置于等离子体内部时就会在其周围形成一个异号电的“鞘层”。
⎟⎟⎠⎞
i2+
−
I 2
=
i2−
=
来自百度文库
−eA2
Jr
exp⎜⎜⎝⎛
e
V2 − VS kTe
⎟⎟⎠⎞
(6)
⇒
i1+ i2+
+I 2
−I 2
=
A1 A2
exp⎜⎜⎝⎛
eV kTe
⎟⎟⎠⎞
当两个探针参数一致，i1+= i2+= i+，A1=A2。故：
I
=
2i+
exp⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
exp⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
3
ne
=
n0
exp
⎡ ⎢ ⎣
e(Vp − kTe
Vs
)
⎤ ⎥ ⎦
（3）
式中的n0为等离子区中的电子密度，Te为等离子区中的电子温度，k为玻耳兹曼常数。在电子平均速度 为ve时，在单位时间内落到表面积为A的探针上的电子数为：
Ne
=
1 4
neve A
（4）
探针上的电子电流为：
I
=
Ne
⋅e
=
1 4
neve A ⋅ e
直流辉光放电装置的优点是结构较简单，造价较低。但缺点是电离度较低，且电极易受到等离子体中 的带电粒子的轰击。电极受到带电粒子的轰击后，将产生表面原子溅射，这样一来，不仅电极的使用寿命 被缩短，同时溅射出来的原子将对等离子体造成污染。 4）帕邢定律（Paschen Law）
气体放电击穿是一复杂过程，通常都是由电子雪崩开始，从初级电子电离相继在串级电离过程中增值。 随电场增强变得足够大时，电流就从非自持达到了自持过程，也就是发生了电击穿。
放电的影响。
5
5) 改变 pd 的值，测量对应的击穿电压。分析击穿电压与 pd 乘积的关系 6) 在不同的放电功率、放电气压下，采用 Langmuir 双探针测量探针的 V-I 曲线，并计算出电子温
气体放电击穿电压Vs是放电开始击穿所需的最低电压，帕邢在汤森提出气体放电击穿理论之前便在实 验室中发现了在一定的放电气压范围内，气体放电击穿电压Vs是气压（p）和极间距离（d）乘积的函数，
2
即：
Vs = f ( pd )
（2）
上式表明某一特定气体的击穿电压仅仅依赖于 pd 的乘积，这一现象被称为帕邢（Paschen）定律。 5）等离子体诊断
1
图（1）气体放电伏安特性曲线
由气体放电伏安特性曲线可看出，在开始电流随电压增加而增加，但此时电流上升变化得较缓慢， 表明放电管中的气体电离度很小，继续提高电压，电流不再增加，呈本底电离区的饱和状态，继续提高电 压，电流会呈指数关系上升，这时电压较高但电流不大，放电管中也无明显的电光。再继续提高电压，发 生了新的变化，此时电压不但不增高反而下降，同时在放电管内的气体发生了击穿，观测到耀眼的电光。 这时因电离而电阻减小，电流开始增长，电压Vs称为气体的击穿电压。放电转为辉光放电，电流开始上升 而电压一直下降到E点，然后电流继续上升但电压恒定不变直到F点，而后电压随电流的增加而增加到G点， 放电转入较强电流的弧光放电区。经典的直流低气压放电在正常辉光放电区如图(2)所示：
电流总是与相等的离子电流平衡。从而探针对等离子体的干扰大为减小。 双探针法的伏安特性曲线如图 5 所示。在坐标原点，两根探针之间没有电位差，但由于两个探针所在
的等离子体电位稍有不同，所以外加电压为零时，电流不是零。
图 5 理想双探针曲线
设探针的面积分别为A1,A2,电位为 V1,V2,电压V=V1-V2≥0。 流过探针 1，2 的离子和电子电流分别为：i1+， i1-，i2+，i2-,面积为A1,A2。
2. 实验目的
1) 观察直流低气压辉光放电等离子体的唯象结构，通过对辉光等离子体的伏安曲线的测量，理解辉
光等离子体的电学特性。 2）理解直流电气击穿的机制，验证帕邢定律。 3）了解等离子体的性质，采用 langmuir 双探针测量等离子体参数
3. 实验原理
1) 等离子体及其物理特性 等离子体（又称等离子区）定义为包含大量正负带电粒子、而又不出现净空间电荷的电离气体。也就
e = 1.6 ×10−19 库，k = 1.38 ×10−23 J • K −1，1 eV = 11600K 。
理论值中，电压增大时，电流应达到饱和，斜率可认为是零，但在实验中，电流还是随着电压的增 加而增加。这是因为：理论计算中，认为离子鞘层厚度不变，当电压达到饱和值后，所有电子均已进入鞘 层，再增加 V 电流也不会有变化。而在实际中，随着 V 的增加，鞘层厚度会增大，包含电荷数增多，所 以电流会继续增大。因此实际曲线与理想曲线略有不同。
(4) 探针材料与气体不发生化学反应。 (5) 探针表面没有热电子和次级电子的发射。
图 3 单探针法电路
图 4 单探针法 I-V 曲线
单探针法电路如图 3 所示。典型的单探针法 V-I 曲线如图（4）所示。在 AB 段，探针的负电位很大， 电子受负电位的拒斥，而速度很慢的正离子被吸向探针，在探针周围形成正离子构成的空间电荷层，即所 谓“正离子鞘”，它把探针电场屏蔽起来。等离子区中的正离子只能靠热运动穿过鞘层抵达探针，形成探 针电流，所以 AB 段为正离子流，这个电流很小。
⎟⎟⎠⎞ ⎟⎟⎠⎞
− +
exp⎜⎜⎝⎛ − exp⎜⎜⎝⎛ −
eV 2kTe eV 2kTe
⎟⎟⎠⎞ ⎟⎟⎠⎞
=
2i+
tanh⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
⎟⎟⎠⎞
⇒ dI = eIS dV(I =0,V =0) 2kTe
其中Is是正离子饱和电流。
由此可知：电子温度： Te = 2k
eI S dI
(7)
dV(I =0,V =0)
当探针电位Vp和等离子体的空间电位Vs相等时，正离子鞘消失，全部电子都能到达探极，这对应于曲 线上的D点。此后电流达到饱和。如果Vp进一步升高，探极周围的气体也被电离，使探针电流又迅速增大， 甚至烧毁探针。
由单探针法得到的伏安特性曲线，可求得等离子体的一些主要参量。 对于曲线的CD段，由于电子受到减速电位（Vp-Vs）的作用，只有能量比e(Vp-Vs)大的那部分电子能够 到达探针。假定等离子区内电子的速度服从麦克韦分布，则减速电场中靠近探针表面处的电子密度ne按玻 耳兹曼分布应为
直流辉光等离子体气体放电
1. 引言
等离子体是由大量的带电粒子组成的非束缚态体系，是继固体、液体、气体之后物质的第四种聚集状 态，在自然界中 99%的物质是以等离子体状态存在的。等离子体有别于其他物态的主要特点是其中长程的 电磁相互作用起支配作用，等离子体中粒子与电磁场耦合会产生丰富的集体现象。等离子体技术是一个关 系国家能源、环境、国防安全的重要技术，气体放电是产生等离子体的一种常见形式，在低温等离子体材 料表面改性、刻蚀、化学气相沉积、等离子体发光等方面有广泛的应用，同时也是实验室等离子体物态特 性研究的重要对象。
过了B点，随着探针负电位减小，电场对电子的拒斥作用减弱，使一些快速电子能够克服电场拒斥作 用，抵达探极，这些电子形成的电流抵消了部分正离子流，使探针电流逐渐下降，所以BC段为正离子流加 电子流。到了C点，电子流刚好等于正离子流，互相抵消，使探针电流为零。此时探针电位就是悬浮电位 VF。
继续减小探针电位绝对值，使到达探针电子数比正离子数多得多，探极电流转为正向，并且迅速增大， 所以 CD 段为电子流加离子流，以电子流为主。
-
图（2）低气压放电现象
在直流辉光放电管中，从阴极到阳极基本上可以划分八个区域，即阿斯顿暗区、阴极辉光区、阴极暗 区、负辉区、法拉第暗区、正柱区、阳极暗区和阳极辉光区。其中，前三个区总称为阴极位降区。大部分 源电压是在该区域下降，主要是由于从阴极发射出来的电子在阴极位降区被加速。阴极位降区较暗，不发 光。从阴极位降区出来的电子将与负辉区中的原子或分子发生碰撞，使其激发或电离。因此，负辉区发出 的光较明亮。经过负辉区后，电子的能量变得较低，以至没有足够的能量再去激发原子或分子，因此在法 拉第暗区，发光较暗。在正柱区，电场基本上是均匀的，且电子的密度与离子的密度近似相等。因此该区 域就是等离子体区。接近阳极，电子被吸引且受到加速，而离子则被排斥。被加速的电子仍能激发原子或 分子，形成发光的阳极辉光区。
虽然静电探针在等离子体诊断技术中已被广泛地使用，但会对等离子体的平衡状态造成扰动。特别 是对于高频放电，静电探针会产生很大的干扰
4. 实验装置
DH2005 型直流辉光等离子体实验装置。
5. 实验内容（电极间距不变）
1) 了解直流辉光放电等离子体装置的工作原理，观察直流辉光放电现象。 2) 测量电压--电流曲线（升压和降压），分析其异同。 3) （以下只测升压曲线）相同条件下多次测量电压—电流曲线，研究数据的离散性。 4) 取不同的工作气压（氮气或空气），测量辉光放电阶段的放电电压、电流曲线，研究工作气压对
对双探针整体为悬浮的故： i1+ + i1− + i2+ + i2− = 0
则从 2 流入 1 的电流为：
4
所以：
( ) ( ) i2,1 = i2+ + i2− − i1+ + i1−
=
I
，I 2
= i2+
+ i2−
=−
i1+
+ i1−
i1 +
+
I 2
=
i1−
=
−eA1
Jr
exp⎜⎜⎝⎛
e
V1 − VS kTe
假设：
(1) 被测空间是电中性的等离子体空间，电子密度ne和离子浓度ni 相等，电子与离子的速度满足麦克 斯韦速度分布。
(2) 探针周围形成的空间电荷鞘层厚度比探针面积的线度小，这样可忽略边缘效应，近似认为鞘层和 探针的面积相等。
(3) 电子和正离子的平均自由程比鞘层厚度大，这样可忽略鞘层中粒子碰撞引起的弹性散射、粒子激 发和电离。
1
德拜长度 ： λ D
=
⎜⎛ ⎝
kT e 4 me 2
⎟⎞ ⎠
2
（1）
3) 稀薄气体产生的辉光放电 气体放电可以采用多种能量激励形式，其中直流放电因为结构简单、成本低而受到广泛应用。直流放
电管是一个低压玻璃管，管两端接有直流高压电源的圆形电极。在电极两端施加电压时，通过调节电阻 R 值可得到气体放电伏安特性，如图（1）所示。
=
I
0
exp
⎡ ⎢ ⎣
e(Vp − kTe
Vs
)
⎤ ⎥ ⎦
（5）
其中
I0
=
1 4
n0ve A ⋅ e
对（5）式取对数得：
lnI
=
lnI 0
−
eVs kTe
+
eVp kTe
其中
lnI 0
−
eVs kTe
= 常数
故
lnI = eVp + 常数
kTe
可见电子电流的对数和探针电位呈线性关系。作关对数曲线，由直线部分的斜率可决定电子温度Te。 单探针法有一定的局限性，因为探针的电位要以放电管的阳极或阴极电位作为参考点，而且一部分放 电电流会对探针电流有所贡献，造成探针电流过大和特性曲线失真。双探针法是在放电管中装两根探针， 双探针法有一个重要的优点，即流到系统的总电流决不可能大于饱和离子电流。这是因为流到系统的电子
是说，其中正负电荷密度相等，整体上呈现电中性。等离子体可分为等温等离子体和不等温等离子体，一 般气体放电产生的等离子体属不等温等离子体。
等离子体有一系列不同于普通气体的特性： （1）高度电离，是电和热的良导体，具有比普通气体大几百倍的比热容。 （2）带正电的和带负电的粒子密度几乎相等。 （3）宏观上是电中性的。 2) 等离子体的主要参量： （1）等离子体温度：对于平衡态等离子体（高温等离子体）温度是各种粒子热运动的平均量度；对 于非平衡态等离子体（低温等离子体），由于电子、离子可以达到各自的平衡态，故要用双温模型予以描 述。一般用Ti表示离子温度，Te表示电子温度。 （2）等离子体密度：单位体积内（一般以立方厘米为单位）某带电粒子的数目。ni 表示离子浓度， ne 表示电子密度。在等离子体中ne≈ni。 （3）等离子体频率：表示等离子体对电中性破坏的反应快慢，是等离子体震荡。 （4）德拜长度：等离子体内电荷被屏蔽的半径，表示等离子体内能保持的最小尺度。当电荷正负电 荷置于等离子体内部时就会在其周围形成一个异号电的“鞘层”。
⎟⎟⎠⎞
i2+
−
I 2
=
i2−
=
来自百度文库
−eA2
Jr
exp⎜⎜⎝⎛
e
V2 − VS kTe
⎟⎟⎠⎞
(6)
⇒
i1+ i2+
+I 2
−I 2
=
A1 A2
exp⎜⎜⎝⎛
eV kTe
⎟⎟⎠⎞
当两个探针参数一致，i1+= i2+= i+，A1=A2。故：
I
=
2i+
exp⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
exp⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
3
ne
=
n0
exp
⎡ ⎢ ⎣
e(Vp − kTe
Vs
)
⎤ ⎥ ⎦
（3）
式中的n0为等离子区中的电子密度，Te为等离子区中的电子温度，k为玻耳兹曼常数。在电子平均速度 为ve时，在单位时间内落到表面积为A的探针上的电子数为：
Ne
=
1 4
neve A
（4）
探针上的电子电流为：
I
=
Ne
⋅e
=
1 4
neve A ⋅ e
直流辉光放电装置的优点是结构较简单，造价较低。但缺点是电离度较低，且电极易受到等离子体中 的带电粒子的轰击。电极受到带电粒子的轰击后，将产生表面原子溅射，这样一来，不仅电极的使用寿命 被缩短，同时溅射出来的原子将对等离子体造成污染。 4）帕邢定律（Paschen Law）
气体放电击穿是一复杂过程，通常都是由电子雪崩开始，从初级电子电离相继在串级电离过程中增值。 随电场增强变得足够大时，电流就从非自持达到了自持过程，也就是发生了电击穿。
放电的影响。
5
5) 改变 pd 的值，测量对应的击穿电压。分析击穿电压与 pd 乘积的关系 6) 在不同的放电功率、放电气压下，采用 Langmuir 双探针测量探针的 V-I 曲线，并计算出电子温
气体放电击穿电压Vs是放电开始击穿所需的最低电压，帕邢在汤森提出气体放电击穿理论之前便在实 验室中发现了在一定的放电气压范围内，气体放电击穿电压Vs是气压（p）和极间距离（d）乘积的函数，
2
即：
Vs = f ( pd )
（2）
上式表明某一特定气体的击穿电压仅仅依赖于 pd 的乘积，这一现象被称为帕邢（Paschen）定律。 5）等离子体诊断
1
图（1）气体放电伏安特性曲线
由气体放电伏安特性曲线可看出，在开始电流随电压增加而增加，但此时电流上升变化得较缓慢， 表明放电管中的气体电离度很小，继续提高电压，电流不再增加，呈本底电离区的饱和状态，继续提高电 压，电流会呈指数关系上升，这时电压较高但电流不大，放电管中也无明显的电光。再继续提高电压，发 生了新的变化，此时电压不但不增高反而下降，同时在放电管内的气体发生了击穿，观测到耀眼的电光。 这时因电离而电阻减小，电流开始增长，电压Vs称为气体的击穿电压。放电转为辉光放电，电流开始上升 而电压一直下降到E点，然后电流继续上升但电压恒定不变直到F点，而后电压随电流的增加而增加到G点， 放电转入较强电流的弧光放电区。经典的直流低气压放电在正常辉光放电区如图(2)所示：
电流总是与相等的离子电流平衡。从而探针对等离子体的干扰大为减小。 双探针法的伏安特性曲线如图 5 所示。在坐标原点，两根探针之间没有电位差，但由于两个探针所在
的等离子体电位稍有不同，所以外加电压为零时，电流不是零。
图 5 理想双探针曲线
设探针的面积分别为A1,A2,电位为 V1,V2,电压V=V1-V2≥0。 流过探针 1，2 的离子和电子电流分别为：i1+， i1-，i2+，i2-,面积为A1,A2。
2. 实验目的
1) 观察直流低气压辉光放电等离子体的唯象结构，通过对辉光等离子体的伏安曲线的测量，理解辉
光等离子体的电学特性。 2）理解直流电气击穿的机制，验证帕邢定律。 3）了解等离子体的性质，采用 langmuir 双探针测量等离子体参数
3. 实验原理
1) 等离子体及其物理特性 等离子体（又称等离子区）定义为包含大量正负带电粒子、而又不出现净空间电荷的电离气体。也就
e = 1.6 ×10−19 库，k = 1.38 ×10−23 J • K −1，1 eV = 11600K 。
理论值中，电压增大时，电流应达到饱和，斜率可认为是零，但在实验中，电流还是随着电压的增 加而增加。这是因为：理论计算中，认为离子鞘层厚度不变，当电压达到饱和值后，所有电子均已进入鞘 层，再增加 V 电流也不会有变化。而在实际中，随着 V 的增加，鞘层厚度会增大，包含电荷数增多，所 以电流会继续增大。因此实际曲线与理想曲线略有不同。
(4) 探针材料与气体不发生化学反应。 (5) 探针表面没有热电子和次级电子的发射。
图 3 单探针法电路
图 4 单探针法 I-V 曲线
单探针法电路如图 3 所示。典型的单探针法 V-I 曲线如图（4）所示。在 AB 段，探针的负电位很大， 电子受负电位的拒斥，而速度很慢的正离子被吸向探针，在探针周围形成正离子构成的空间电荷层，即所 谓“正离子鞘”，它把探针电场屏蔽起来。等离子区中的正离子只能靠热运动穿过鞘层抵达探针，形成探 针电流，所以 AB 段为正离子流，这个电流很小。
⎟⎟⎠⎞ ⎟⎟⎠⎞
− +
exp⎜⎜⎝⎛ − exp⎜⎜⎝⎛ −
eV 2kTe eV 2kTe
⎟⎟⎠⎞ ⎟⎟⎠⎞
=
2i+
tanh⎜⎜⎝⎛
eV 2kTe
⎟⎟⎠⎞
⇒ dI = eIS dV(I =0,V =0) 2kTe
其中Is是正离子饱和电流。
由此可知：电子温度： Te = 2k
eI S dI
(7)
dV(I =0,V =0)
当探针电位Vp和等离子体的空间电位Vs相等时，正离子鞘消失，全部电子都能到达探极，这对应于曲 线上的D点。此后电流达到饱和。如果Vp进一步升高，探极周围的气体也被电离，使探针电流又迅速增大， 甚至烧毁探针。
由单探针法得到的伏安特性曲线，可求得等离子体的一些主要参量。 对于曲线的CD段，由于电子受到减速电位（Vp-Vs）的作用，只有能量比e(Vp-Vs)大的那部分电子能够 到达探针。假定等离子区内电子的速度服从麦克韦分布，则减速电场中靠近探针表面处的电子密度ne按玻 耳兹曼分布应为
直流辉光等离子体气体放电
1. 引言
等离子体是由大量的带电粒子组成的非束缚态体系，是继固体、液体、气体之后物质的第四种聚集状 态，在自然界中 99%的物质是以等离子体状态存在的。等离子体有别于其他物态的主要特点是其中长程的 电磁相互作用起支配作用，等离子体中粒子与电磁场耦合会产生丰富的集体现象。等离子体技术是一个关 系国家能源、环境、国防安全的重要技术，气体放电是产生等离子体的一种常见形式，在低温等离子体材 料表面改性、刻蚀、化学气相沉积、等离子体发光等方面有广泛的应用，同时也是实验室等离子体物态特 性研究的重要对象。
过了B点，随着探针负电位减小，电场对电子的拒斥作用减弱，使一些快速电子能够克服电场拒斥作 用，抵达探极，这些电子形成的电流抵消了部分正离子流，使探针电流逐渐下降，所以BC段为正离子流加 电子流。到了C点，电子流刚好等于正离子流，互相抵消，使探针电流为零。此时探针电位就是悬浮电位 VF。
继续减小探针电位绝对值，使到达探针电子数比正离子数多得多，探极电流转为正向，并且迅速增大， 所以 CD 段为电子流加离子流，以电子流为主。
-
图（2）低气压放电现象
在直流辉光放电管中，从阴极到阳极基本上可以划分八个区域，即阿斯顿暗区、阴极辉光区、阴极暗 区、负辉区、法拉第暗区、正柱区、阳极暗区和阳极辉光区。其中，前三个区总称为阴极位降区。大部分 源电压是在该区域下降，主要是由于从阴极发射出来的电子在阴极位降区被加速。阴极位降区较暗，不发 光。从阴极位降区出来的电子将与负辉区中的原子或分子发生碰撞，使其激发或电离。因此，负辉区发出 的光较明亮。经过负辉区后，电子的能量变得较低，以至没有足够的能量再去激发原子或分子，因此在法 拉第暗区，发光较暗。在正柱区，电场基本上是均匀的，且电子的密度与离子的密度近似相等。因此该区 域就是等离子体区。接近阳极，电子被吸引且受到加速，而离子则被排斥。被加速的电子仍能激发原子或 分子，形成发光的阳极辉光区。
虽然静电探针在等离子体诊断技术中已被广泛地使用，但会对等离子体的平衡状态造成扰动。特别 是对于高频放电，静电探针会产生很大的干扰
4. 实验装置
DH2005 型直流辉光等离子体实验装置。
5. 实验内容（电极间距不变）
1) 了解直流辉光放电等离子体装置的工作原理，观察直流辉光放电现象。 2) 测量电压--电流曲线（升压和降压），分析其异同。 3) （以下只测升压曲线）相同条件下多次测量电压—电流曲线，研究数据的离散性。 4) 取不同的工作气压（氮气或空气），测量辉光放电阶段的放电电压、电流曲线，研究工作气压对