Pražnjenja u gasovima

T r e ć e p r e d a v a nj e

ELEKTRIČNA PRAŽNJENJA U GASOVIMA

Jonizacija gasova

Gasovi u prirodnom stanju uglavnom ne provode elektricitet. Ako se u suvom atmosferskom vazduhu nalazi dobro izolovano naelektrisano telo, na primer naelektrisani elektrometar sa solidnom izolacijom, naelektrisanje elektrometra ostaje zadugo konstantno.

Međutim, moguće je izazvati u vazduhu električne struje; vazduh može biti elektroprovodan. Stavljajući blizu naelektrisanog elektrometra plamen sveće možemo primetiti da se naelektrisanje elektrometra brzo smanjuje. Povećali smo u gasu elektroprovodnost zagrevanjem. Živina lampa koja daje dosta ultraljubičastih zraka, takođe povećava elektroprovodnost vazduha - primetili bismo odvođenje naelektrisanja s elektrometra. Takvo delovanje na gas ispoljavaju i rentgenski zraci i zračenje radioaktivnih preparata.

To pokazuje da se u gasovima, pod uticajem visoke temperature i raznih zračenja, javljaju naelektrisane čestice. One nastaju zato što se od atoma gasa otkida jedan ili nekoliko elektrona te umesto neutralnog atoma dobijamo pozitivni jon i elektrone.

Plamen jonizuje vazduh. Električno polje oko šiljka interaguje sa jonima

Otkidanje elektrona od atoma (jonizacija atoma) zahteva potrošnju izvesne energije — energije jonizacije. Ona zavisi od građe atoma i zato je različita za razne supstancije.

Kada prestane delovanje jonizatora, smanjuje se postepeno količina jona i na kraju joni sasvim iščeznu. Iščezavanje se objašnjava tako što joni i elektroni učestvuju u toplotnom kretanju, pa se i sudaraju. Kada se sudare pozitivni jon i elektron, mogu se oni i ujediniti u neutralni atom. Isto, pri sudaru pozitivnog i negativnog jona može negativni jon dati svoj elektron viška pozitivnom jonu i onda se oba jona pretvaraju u neutralni atom. Taj proces uzajamne neutralizacije jona se zove rekombinacija jona.

Pri rekombinaciji pozitivnog jona i elektrona, ili dva jona, oslobađa se određena energija koja je jednaka energiji jonizacije. Delimično se ona luči u vidu svetlosti, zato je rekombinacija jona praćena svetlom (rekombinaciono svetlo). Ako je koncentracija pozitivnih i negativnih jona velika onda je i broj akata rekombinacije u svakoj sekundi takođe veliki, pa rekombinaciono svetio može biti vrlo intenzivno. Emisija svetlosti pri rekombinaciji je jedan od uzroka svetljenja mnogih formi gasnog pražnjenja.

Jonizacija elektronskim udarima

Elektron, koji ima dovoljnu kinetičku energiju, pri sudaru sa neutralnim atomom izbija iz njega jedan ili više elektrona, čime se neutralni atom pretvara u pozitivni jon, a u gasu se javljaju novi elektroni. Tako teče sudarna jonizacija.

Šema tipičnog opita za izučavanje jonizacije elektronskim udarima pokazana je na Sl. 1 (Frank — Hercov opit). Ispitivani gas na pritisku od 0,01 mmHg (1 mmHg iznosi 133 paskala) do 0,1 mmHg uvodi se u staklenu cev koja se prvo evakuiše do visokog vakuuma (za eliminaciju drugih gasova). Cev ima grejanu katodu K, rešetku R i kolektor jona A. Na rešetku se dovodi pozitivni (u odnosu na katodu) potencijal koji se može menjati pomoću delitelja napona $P_{1}$ i meriti voltmetrom V. Na kolektor jona se dovodi negativni potencijal koji je za 0,5 V do 1,0 V veći od potencijala katode. Ta mala razlika potencijala uzima se

Sl. 1 Šema Frank — Hercovog opita

sa delitelja napona $P_{2}$ čiji je pozitivni kraj spojen sa katodom.

Rastojanje katoda-rešetka u ovakvim cevima je znatno manje od rastojanja rešetka-kolektor, a pritisak gasa se bira tako da srednja dužina slobodnog puta elektrona u gasu bude veća od rastojanja između rešetke i katode. Zato se elektroni koji su izleteli iz katode kreću u prostoru katoda — rešetka praktično bez sudara i ako je razlika potencijala između rešetke i katode jednaka U onda svaki elektron stiče kinetičku energiju

$$\frac{1}{2}mv^{2}=eU \tag{1}$$

(e je naelektrisanje elektrona). Elektroni koji su, ubrzani, prošli rešetku — sudaraju se zatim sa atomima gasa u prostoru između rešetke i kolektora.

Pošto je potencijal kolektora niži od potencijala katode, svi elektroni, kad nema jonizacije, bivaju zakočeni još pre kolektora pa je struja kroz galvanometar jednaka nuli. Ako, međutim, postepeno povećavamo razliku potencijala U između rešetke i katode onda, kada energija elektrona bude jednaka energiji jonizacije, u prostoru rešetka — kolektor nastaju pozitivni joni. Oni će se kretati ka kolektoru i galvanometar G će pokazati struju. Zato, mereći voltmetrom V najmanji potencijal rešetke U pri kojem se javlja struja kolektora, možemo naći energiju jonizacije atoma ispitivanog gasa.

U tabeli su date energije jonizacije nekih atoma, u elektron-vpltima.

Element	He	Ne	Ar	Hg	Na	Κ	Rb
Energija jonizacije, $\text{eV}$	24,5	21,5	13,9	10,4	5,12	4,32	4,68

Kretanje jona u gasovima

Za gasne jone, ako trpe mnogo sudara; moguće je pisati za brzinu usmerenog kretanja (driftna brzina)

$$v_{\pm }=b_{\pm }E. \tag{2}$$

Ovde je $b_{\pm }$ pokretljivost jona u gasu koja je analogna pokretljivosti elektrona u metalu. Ona je jednaka srednjoj brzini koju stiču joni u polju sa jediničnom jačinom; u SI sistemu, pokretljivost se meri jedinicom $\text{m}^{2}/\text{sV}$. Indeksi + i — odnose se na pozitivne i negativne jone; pokretljivosti pozitivnih i negativnih jona različite su; zato su i brzine koje imaju u jednom te istom polju takođe nejednake.

Pokretljivost jona datog tipa utoliko je veća što je manja sila trenja na njihovom putu kroz okolne atome. A sila trenja je utoliko manja što je manji broj sudara; ovaj je sa svoje strane proporcionalan pritisku gasa. Zato je u vrlo širokom intervalu promene pritiska pokretljivost jona obrnuto proporcionalna pritisku gasa:

$$bp=\text{const}. \tag{3}$$

Kretanje jona u gasovima složenije je nego kretanje elektrona u metalima. U gasnim pražnjenjima često postoji neravnomerna raspodela jona između elektroda, gradijent koncentracije jona dn/dx nije jednak nuli i zato se javlja značajan difuzioni fluks jona. Naelektrisanje koje se prenosi pozitivnim jonima, zbog difuzije, kroz jedinicu površine u jedinici vremena (gustina difuzione struje) jednako je

$$-qD_{+}\frac{dn_{+}}{dx}, \tag{4}$$

gde je $D_{+}$ koeficijent difuzije jona, a $q$ naelektrisanje jona. Količina elektriciteta koja prolazi kroz tu istu površinu u jedinici vremena, zbog usmerenog kretanja jona pod dejstvom polja (gustina struje driftovanja), iznosi

$$qn_{+}b_{+}E. \tag{5}$$

Zato je gustina struje $j_{+}$ jednaka

$$j_{+}=qn_{+}b_{+}E-qD_{+}\frac{dn_{+}}{dx}. \tag{6}$$

Analogni izraz se dobija i za gustinu struje $j_{-}$ , koja je izazvana kretanjem negativnih jona. Treba samo uzeti u obzir da je usled negativnog naelektrisanja jona smer struje suprotan smeru difuzionog fluksa; zato je

$$j_{-}=qn_{-}b_{-}E+qD_{-}\frac{dn_{-}}{dx}. \tag{7}$$

Ukupna gustina struje u jonizovanom gasu iznosi

$$j=j_{+}+j_{-}. \tag{8}$$

Koncentracije $n_{+}$ i $n_{-}$ u jonizovanom gasu ne moraju biti jednake. Zato, za razliku od metala, u gasovitim provodnicima, kada teče struja, javljaju se zapreminska naelektrisanja koja uzrokuju složenu raspodelu električnog polja između elektroda.

U metalima je koncentracija elektrona konstantna, ne zavisi od jačine polja i gustine struje i određena je jedino prirodom datoga metala. Ali u jonizovanom gasu nosioci naelektrisanja (joni i elektroni) mogu da se pojave u procesu pražnjenja, na primer kao rezultat jonizacije udarima elektrona. Zato koncentracije jona $n_{+}$ i $n_{-}$ mogu da zavise od jačine polja.

Ukazani uzroci dovode do toga da se gasni provodnici, po pravilu, ne potčinjavaju Omovom zakonu.

Nesamostalna i samostalna pražnjenja

Razmotrimo kolo koje sadrži izvor napona, komoru sa gasom i promenljivu otpornost $r$ koja se može menjati u širokim granicama (Sl. 2). Kolo

Sl. 2 Principijelna šema za određivanje

volt-amperske karakteristike pražnjenja u gasu

takođe sadrži ampermetar A i voltmetar V. Pretpostavimo prvo da na gas deluje nekakav jonizator (na primer, ultravioletni zraci padaju na negativnu elektrodu i oslobađaju iz nje fotoelektrone). Tako gas postaje elektroprovodan i u kolu se pojavi struja. Ako polako smanjujemo otpornost r, struja prvo raste, jer raste napon između elektroda — što smanjuje prostorno naelektrisanje. Pri daljem smanjivanju otpornosti, napon na elektrodama raste do nivoa pri kojem svi nastali joni stižu na pozitivnu elektrodu — uspostavi se struja zasićenja $i_{\text{s}}$ čija jačina zavisi samo od intenziteta jonizatora (Sl. 3). Struje su obično vrlo male (često mikroamperske, i manje, u zavisnosti od intenziteta jonizatora).

Sl. 3 Volt-amperska karakteristika nesamostalnog gasnog pražnjenja

Ako u jednom od režima pražnjenja koji su predstavljeni delom karakteristike Oa odstranimo jonizator, ugasiće se i samo pražnjenje. Takva pražnjenja, koja postoje jedino dok deluje spoljašnji uzrok, nazvana su nesamostalna gasna pražnjenja.

Ako i dalje smanjujemo otpornost kola r, struja kroz gas počinje brzo da raste, premda se napon poveća relativno malo. To odgovara delu karakteristike ab. Porast struje na tom delu karakteristike pokazuje da u gasu nastaju dodatni joni kao rezultat novih procesa.

Ako još više smanjimo otpornost $r$, pražnjenje stiče sasvim drugi karakter. Jačina struje električnog pražnjenju naglo raste (poveća se stotinu i hiljadu puta), u gasu su osetni svetlosni i toplotni efekti. Ako sada uklonimo spoljašnji jonizator, pražnjenje se ne gasi. To znači da se joni koji su neophodni za podržavanje elektroprovodnosti gasa stvaraju samim pražnjenjem, u procesima koji se dešavaju u pražnjenju. Takva gasna pražnjenja su nazvana samostalna pražnjenja. Napon na kom se javlja samostalno pražnjenje zove se probojni napon date gasne sredine, ili napon paljenja gasnog pražnjenja.

U zavisnosti od toga koji su načini formiranja jona u pražnjenju dominantni, govorimo o različitim tipovima samostalnih pražnjenja. Tako, na primer, produkujemo koronu, iskru, luk, tinjavo.. i druga pražnjenja. Ta se pražnjenja razlikuju jedno od drugog karakterističnim svojstvima, pa i spoljašnjim oblikom.

Nastajanje samostalnih pražnjenja

Pogledajmo sada na koji način nesamostalno pražnjenje u gasu može preći u samostalno.

Jednu od prvih kvantitativnih teorija nastajanja samostalnog pražnjenja dao je Taunzend. Kasnije se ispostavilo da ta teorija ima ograničenu primenljivost i važi jedino za neke forme gasnog pražnjenja. Međutim, ona dobro razjašnjava samu mogućnost pretvaranja nesamostalnog pražnjenja u samostalno.

Sl. 4 Šema formiranja elektronske lavine. Crne tačke — elektroni,

svetli kružići — neutralni atomi. Pozitivni joni nisu prikazani

Zamislimo da pod dejstvom nekog spoljašnjeg jonizatora, na primer ultravioletnih zraka, iz katode izlazi elektron. Na dužini slobodnog puta on će se kretati ubrzano u električnom polju i pre sudara steći određenu kinetičku energiju. Ako je ta energija jednaka ili veća od energije jonizacije atoma gasa onda će pri sudaru atom biti jonizovan, pa se javlja jedan novi elektron i jedan pozitivni jon.

Pozitivni joni će se kretati ka katodi, a elektroni ka anodi. Posle sudara elektroni će opet akumulirati energiju i pri sledećem sudaru pojaviće se već četiri elektrona. Posle treće serije jonizacije biće ih osam, posle četvrte šesnaest itd. (Sl. 4); zato će ukupan broj elektrona i jona rasti kao lavina na putu elektrona do anode.

Označimo sa $\alpha$ broj parova elektron/jon koji su obrazovani jednim elektronom na jedinici dužine puta (koeficijent zapreminske jonizacije). Pošto energija koju dobiju elektroni na dužini slobodnog puta raste sa porastom električnog polja $E$ u gasu, koeficijenat $\alpha$ zavisi od jačine polja. Taj koeficijenat se menja takođe sa promenom pritiska gasa $p$ jer broj akata jonizacije zavisi od broja sudara koje ima elektron na jedinici dužine puta, a ovaj je proporcionalan pritisku gasa.

Razmotrimo sada gas između ravnih elektroda i ispitajmo jonizaciju u sloju gasa debljine $dx$ na rastojanju $x$ od katode (Sl. 5). Jedan elektron na putu $dx$ daje $\alpha \,dx$ parova jona. Ako u razmatrani sloj uleće sa strane katode ne jedan nego n elektrona, porast broja elektrona na putu $dx$ će biti:

$$dn=n\alpha \,dx. \tag{9}$$

Dalje ćemo smatrati, jednostavnosti radi, da nastali joni ne menjaju bitno električno polje koje, na taj način, ostaje homogeno i pri jonizaciji. Zato

Sl. 5 Uz proračun elektronske lavine

ćemo smatrati da je i koeficijenat $\alpha$ konstantan. Tada integralimo (9):

$$n=Ce^{\alpha x}. \tag{10}$$

Ovde je C konstanta integraljenja.

Za $x=0$, tj. na samoj katodi, n je jednako broju elektrona $n_{0}$ koji se proizvode spoljašnjim jonizatorom. Zato je $C=n_{0}$. Stavljajući $x=d$, gde je d rastojanje između katode i anode (debljina gasne sredine), konačno nalazimo broj elektrona $n_{\text{a}}$ koji dospevaju na anodu:

$$n_{\text{a}}=n_{0}e^{\alpha d}. \tag{11}$$

Lako je videti da $n_{\text{a}}$ može za mnogo redova veličina nadmašiti $n_{0}$. Neka, na primer, na jednom metru puta nastaje 300 parova elektron/jon ($\alpha =300\;\text{m}^{-1}$). Ako je rastojanje između katode i anode jednako tri centimetra, onda jedan primarni elektron koji izleće sa katode daje na anodi oko deset hiljada elektrona.

Elektroni se brzo „razmnožavaju” u elektronskoj lavini.

Pojava elektronske lavine u gasu, međutim, još ne predstavlja samostalno pražnjenje. Kada se isključi pomoćni spoljašnji jonizator — nestaje i anodna struja. Da bi pražnjenje bilo samostalno nužno je da elektroni iz lavine mogu sami sebe podržavati; nužno je da u gasu nastanu drugi procesi koji kontinualno proizvode nove elektrone — oni nadoknađuju one koji su već stigli na anodu.

Jedan od važnih procesa te vrste je sekundarna elektronska emisija s katode koju bombarduju pozitivni joni iz pri-katodne oblasti. Ako pozitivni jon na svom kretanju ka katodi stekne dovoljnu energiju onda on može izbaciti iz katode nekoliko elektrona. Taj se proces može okarakterisati koeficijentom sekundarne emisije $\gamma$ koji pokazuje koliko sekundarnih elektrona izbija sa katode jedan pozitivni jon. Veličina $\gamma$ zavisi od brzine jona, njihove prirode i materijala katode.

Taunzend je pokazao da zapreminska i površinska jonizacija zajedno mogu dovesti do samostalnog pražnjenja. Vratimo se opet slici 5. Pretpostavimo prvo da između elektroda postoji stacionarno nesamostalno pražnjenje u gasu. Označimo ukupan broj elektrona koji izleću u jednoj sekundi sa katode (usled spoljašnjeg jonizatora i sekundarne emisije) sa $n_{1}$. Zbog zapreminske jonizacije raste broj elektrona koji padaju na anodu do veličine

$$n_{\text{a}}=n_{1}e^{\alpha d}. \tag{12}$$

Broj novih elektrona, koji su nastali u lavini, iznosi

$$n_{\text{a}}-n_{1}=n_{1}\left(e^{\alpha d}-1\right). \tag{13}$$

Toliki će biti i broj u lavini proizvedenih pozitivnih jona. Pozitivni joni koji se „obrušavaju” na katodu izbijaju

$$\gamma n_{1}\left(e^{\alpha d}-1\right) \tag{14}$$

sekundarnih elektrona. Taj broj elektrona, sabran sa brojem elektrona $n_{0}$ koji se proizvode u jednoj sekundi spoljašnjim jonizatorom, jednak je, očigledno, ukupnom broju $n_{1}$ elektrona koji polaze sa katode; zato je

$$n_{0}+\gamma n_{1}\left(e^{\alpha d}-1\right)=n_{1}. \tag{15}$$

Ili, na drugi način,

$$n_{1}=\frac{n_{0}}{1-\gamma \left(e^{\alpha d}-1\right)}. \tag{16}$$

Stavljajući ovaj izraz u (12) možemo dobiti broj elektrona koji u sekundi stižu na anodu:

$$n_{\text{a}}=\frac{n_{0}e^{\alpha d}}{1-\gamma \left(e^{\alpha d}-1\right)}. \tag{17}$$

Dobijeni izraz razjašnjava pojavu samostalnog pražnjenja. Stvarno, pretpostavimo da postepeno pojačavamo jačinu električnog polja. Tada će sve više rasti $\alpha$ i $\gamma$. Pri nekoj jačini polja biće ispunjen uslov

$$\gamma \left(e^{\alpha d}-1\right)=1 \tag{18}$$

i imenilac formule (17) se anulira. Pri tom će $n_{\text{a}}$ neograničeno rasti pri bilo kako maloj vrednosti $n_{0}$. Dakle, spoljašnji jonizator ovde već nije neophodan: imamo pretvaranje nesamostalnog pražnjenja u samostalno. Uslov (18) jeste uslov paljenja gasnog pražnjenja.

Taunzendova teorija doživela je kasnije mnogobrojne dopune i preciziranja. O tome studenti uče na predavanjima iz fizike plazme.

Tinjavo pražnjenje

Procesi koji su gore razmotreni igraju važnu ulogu u nastajanju i podržavanju tzv. tinjavog pražnjenja.

Tu formu gasnog pražnjenja pogodno je posmatrati na sniženom pritisku u gasu. Ako na elektrode koje su zatopljene u staklenu cev dužine 30 cm do 40 cm priložimo konstantan napon od nekoliko stotina volti, a zatim postepeno ispumpavamo vazduh iz cevi, primetićemo sledeće pojave. Priloženi napon na atmosferskom pritisku je nedovoljan za proboj gasa i cev ne svetli.

Sl. 6 Osnovni delovi tinjavog pražnjenja. 1 — katodna

mrlja, 2 — katodni tamni prostor, 3 — tinjavo svetlo,

4 — drugi katodni tamni prostor, 5 — pozitivni stub

Smanjivanjem pritiska gasa, u jednom momentu se pojavi pražnjenje koje ima oblik svetle vrpce koja spaja anodu i katodu cevi. Ako i dalje smanjujemo pritisak, ta vrpca se širi po celom prostoru u cevi, a svetlo u blizini katode slabi.

Na pritisku gasa od 0,01 mmHg od 0,1 mmHg pražnjenje ima oblik predstavljen na Sl. 6. Neposredno uz katodu je tanki svetli sloj (prvo katodno svetio ili katodna mrlja),onda sledi tamni sloj koji se zove tamni katodni prostor. Oblast tamnog prostora prelazi u svetli sloj (tinjavo svetlo) koji ima jasnu granicu prema katodi, a postepeno iščezava prema anodi. Iza tinjavog svetla je opet tamni deo koji se zove drugi ili Faradejev tamni prostor. Nabrojani delovi se zovu katodnim delom pražnjenja. Iza drugog tamnog prostora leži svetla oblast koja se prostire do anode, to je pozitivni stub. U nekim slučajevima taj stub se raspada na niz slojeva.

Naročiti značaj u tinjavom pražnjenju imaju samo dva njegova dela — katodni tamni prostor i tinjavo svetlo, u njima se i dešavaju osnovni procesi koji podržavaju pražnjenje. Ako je anoda u cevi za pražnjenje pokretna i mi je postepeno primičemo ka katodi, Sl. 6 u sredini, onda svi katodni delovi ostaju nepromenjeni a skraćuje se jedino pozitivni stub. Pri daljem smanjivanju prostora gde se odigrava pražnjenje (donja šema), počinje da se skraćuje drugi katodni tamni prostor, a kada anoda dospe u prostor tinjavog svetla on sasvim iščezne. Međutim, pražnjenje se i tada nastavlja. No kada anoda pri daljem približavanju katodi dođe na granicu između prvog katodnog prostora i tinjavog svetla, pražnjenje se ugasi.

Sl. 7 Raspodela potencijala u tinjavom pražnjenju

Karakteristična je za tinjavo pražnjenje posebna raspodela potencijala duž cevi. Potencijal se može odrediti zatapanjem u cev niza dodatnih elektroda — sondi koje su smeštene u raznim tačkama cevi i spajanjem voltmetra sa velikom otpornošću između katode i odgovarajuće sonde. Tada se dobija kriva raspodele potencijala koja je data na Sl. 7. Ona pokazuje da skoro ceo pad potencijala u pražnjenju dolazi na oblast katodnog tamnog prostora. Ta razlika potencijala između katode i granice tinjavog svetla nazvana je katodni pad potencijala.

Prema opitu, za nevelike struje u pražnjenju, katodni pad potencijala ne zavisi od jačine struje (normalni katodni pad potencijala). Promena jačine struje menja samo veličinu svetle površine na katodi koja se povećava sa povećanjem jačine struje. No kada jačina struje dostigne taj nivo da katodno svetlo prekrije svu površinu katode, počinje da raste katodni pad potencijala sa porastom struje (anomalni katodni pad potencijala).

Bitna za razumevanje procesa u tinjavom pražnjenju je ta okolnost da veličina normalnog katodnog pada potencijala zavisi samo od materijala katode i vrste gasa, pri čemu je katodni pad potencijala proporcionalan izlaznom radu elektrona iz katode.

Razmotrena svojstva tinjavog pražnjenja dovode do sledeće slike procesa koji podržavaju pražnjenje. Pozitivni joni koji nastaju pri jonizaciji atoma elektronskim udarima (u tinjavom svetlu i u pozitivnom stubu) kreću se ka katodi i, prolazeći kroz oblast katodnog pada potencijala, akumuliraju priličnu kinetičku energiju. Pod dejstvom intenzivnog bombardovanja brzim pozitivnim jonima (a takođe i zbog fotoefekta, izazvanog zračenjem pražnjenja), iz katode izleću elektroni koji se kreću ka anodi. Ti se elektroni jako ubrzavaju u oblasti katodnog pada potencijala te posle u sudarima sa atomima gasa vrše jonizaciju. Tako se opet javljaju pozitivni joni koji ponovo putuju ka katodi, proizvode nove elektrone itd. Na taj način, osnovni procesi koji podržavaju pražnjenje jesu a) jonizacija elektronskim udarima u zapremini gasa i b) sekundarna elektronska emisija sa katode.

Katodni tamni prostor se objašnjava ovako: elektroni se ne sudaraju sa atomima gasa odmah nego tek na nekom rastojanju od katode. Širina katodnog tamnog prostora približno je jednaka srednjoj dužini slobodnog puta elektrona: ona se povećava kada se smanjuje pritisak gasa. U katodnom tamnom prostoru kreću se elektroni praktično bez sudara.

Raspodela koncentracija pozitivnih jona i elektrona u raznim delovima pražnjenja vrlo je nejednaka. Pošto se pozitivni joni kreću znatno sporije od elektrona, koncentracija jona kod katode znatno je veća od koncentracije elektrona. Zato se u blizini katode javlja jako prostorno pozitivno naelektrisanje koje i izaziva katodno pad potencijala. Naprotiv, u oblasti pozitivnog stuba koncentracije pozitivnih jona i elektrona skoro su sasvim jednake i ovde nema prostornog naelektrisanja. Zahvaljujući velikoj koncentraciji elektrona, pozitivni stub ima dobru elektroprovodnost i zato je pad potencijala na njemu veoma mali.

Pošto u pozitivnom stubu postoje i pozitivni joni i elektroni, dolazi u njemu do intenzivne rekombinacije čime se i objašnjava intenzivno svetlo pozitivnog stuba (rekombinaciono svetlo).

Vidimo da je katodni pad potencijala neophodan za podržavanje tinjavog pražnjenja. Upravo zahvaljujući njemu, pozitivni joni stiču neophodnu energiju za formiranje intenzivne sekundarne emisije sa katode — a bez te emisije pražnjenje ne bi moglo da postoji. Zato je katodni pad potencijala najkarakterističnija osobina tinjavog pražnjenja, osobina koja izdvaja to pražnjenje od svih drugih oblika.

Tinjavo pražnjenje se mnogo koristi kao svetlosni izvor u raznim cevima za osvetljenje. U neonskim cevima se zračenje tinjavog pražnjenja apsorbuje slojem specijalne supstancije koja je namazana na unutrašnju površinu cevi i takva supstancija, pod dejstvom apsorbovanog zračenja, i sama počinje da svetli. Odgovarajućim izborom tih supstancija (luminofora) može se postići da je njihovo svetlo slično dnevnoj svetlosti. Ove cevi su ekonomičnije od običnih sijalica sa grejanim vlaknom.

Svetleće gasne cevi takođe se primenjuju u reklamne i dekorativne svrhe, pri tom one mogu imati oblik raznih figura i slova. Puneći cevi raznim gasovima moguće je dobiti svetlost različite boje (neon daje crvenu boju, argon plavozelenu).

Koristeći činjenicu da katodni pad potencijala zavisi od materijala katode moguće je napraviti svetleće gasne cevi sa malim naponom paljenja. Tako, na primer, u neonskoj cevi, kod koje su elektrode dva gvozdena listića pokrivena slojem barijuma, zbog malog izlaznog rada elektrona za barijum katodni pad potencijala iznosi svega oko 70 V. Zato se cev pali već i samim uključenjem na običnu gradsku mrežu. Takve se lampe upotrebljavaju kao signalizatori u različitim aparaturama (indikatorske lampe).

U laboratorijskoj praksi upotrebljava se tinjavo pražnjenje za katodno raspršivanje metala pošto supstancija katode u tinjavom pražnjenju postepeno isparava i taloži se u vidu metalnog filma na zidove cevi.

Uzrok katodnog raspršivanja sastoji se, najverovatnije, u tome što svaki pozitivni jon pri sudaru sa katodom predaje svoju energiju najpre manjoj grupi atoma katode. To dovodi do znatnog lokalnog povećanja temperature u pojedinim mikroskopskim oblastima katode, što uzrokuje isparavanje metala na tim mestima. Stavljajući u tinjavo pražnjenje — naspram katode — razne predmete, moguće je na njima dobiti homogen i čvrst sloj metala. Tim načinom, posebno, dobijaju se metalna ogledala visokog kvaliteta.

Iskra

Postepeno povećavajmo napon između dve elektrode koje se nalaze u atmosferskom vazduhu; neka su elektrode dve poveće kugle, te je polje između njih skoro homogeno. Pri nekom naponu vidimo električnu iskru. Ona ima oblik intenzivno svetlog tankog kanala koji spaja dve elektrode i obično je, na složen način, krivudava i razgranata (Sl. 8.)

Sl. 8 Električno pražnjenje tipa iskre

Električna iskra se javlja kad električno polje u gasu dosegne neku veličinu $E_{\text{k}}$ (kritična jačina polja, ili probojni napon) koja zavisi od vrste gasa i njegovog stanja.

Za vazduh na normalnim uslovima je $E_{\text{k}}\approx 3\cdot 10^{6}$ V/m.

Probojni napon se snižava kada na gas deluje spoljašnji jonizator. Ako na elektrode dovedemo napon koji je nešto manji od probojnog napona i unesemo u prostor između elektroda plamen sveće, iskra će se pojaviti. Isto takvo dejstvo se dobija i kada se negativna elektroda osvetli ultraljubičastom svetlošću, a mogu se upotrebiti i drugačiji jonizatori.

Za objašnjenje iskre izgledalo je na početku prirodno pretpostaviti da su osnovni procesi u iskri: zapreminska jonizacija elektronskim udarima i jonizacija pozitivnim jonima (po zapremini ili na katodi). Međutim, kasnije se ispostavilo da ovi procesi ne mogu da objasne bitne osobine iskre.

Zadržimo se, prvo, na brzini razvijanja iskre. Ako bi u iskri bitnu ulogu igrala jonizacija pozitivnim jonima, onda bi vreme razvijanja iskre u krajnjoj liniji bilo istog reda veličine kao i vreme putovanja pozitivnih jona od anode do katode. To je vreme lako proceniti; ono je reda $10^{-5}$ s do $10^{-4}$ s. No opit daje da je vreme razvijanja iskre oko $10^{-7}$ s, tj. hiljadama puta manje.

Sl. 9 Razvijanje negativnog strimera

Objašnjenje velike brzine razvijanja iskre, kao i drugih specifičnosti tog oblika pražnjenja, daje se u tzv. strimernoj teoriji iskre koja je danas pouzdano zasnovana na direktnim eksperimentalnim podacima. Shodno toj teoriji, pojavi intenzivnog svetlog kanala prethodi formiranje jonizovanih čestica koje daju slabu svetlost (strimeri). Prolazeći kroz gas, obrazuju strimeri provodne mostove po kojim se u sledećoj fazi pražnjenja teći snažni elektronski snopovi. A strimeri se javljaju ne samo obrazovanjem elektronskih lavina udarnom jonizacijom nego još i jonizacijom gasa usled zračenja koje se javilo u samom pražnjenju (fotojonizacija).

Šema razvijanja strimera data je na Sl. 9. Konusima na toj slici su prikazane elektronske lavine koje se začinju u vrhovima konusa i prostiru od katode ka anodi. Bitna u toj šemi je okolnost da se, pored prvobitne elektronske lavine koja je nastala kod katode, formiraju i nove lavine u tačkama koje su daleko napred od jezgra prvobitne lavine. Te nove lavine se pojavljuju zbog nastajanja elektrona u zapremini gasa procesom fotojonizacija zračenjem koje dolazi iz lavina koje su ranije nastale (na slici je to zračenje pokazano šematski talasastim linijama). U procesu formiranja sustižu pojedine lavine one druge i spajaju se te čine dobro provodan kanal strimera. Sa date šeme je jasno da je, zbog pojavljivanja mnogih lavina, ukupni put CD koji prolazi strimer, mnogo veći od rastojanja AB koje prelazi jedna prvobitna lavina (razlika u dužinama AB i CD u stvarnosti je mnogo veća nego što je pokazano na slici).

Korona

Pražnjenje koje se ovim imenom zove nastaje pri relativno visokim pritiscima gasa (na primer, na atmosferskom pritisku) u jako nehomogenom polju. Da bi se formirala jako nehomogena polja moraju se elektrode znatno razlikovati po obliku i dimenzijama. Tako, na primer, koronu je lako dobiti stavljajući tanku žicu u metalni cilindar čiji je radijus mnogo veći od radijusa žice (Sl. 10); spoljašnji cilindar i ne mora postojati, njegovu ulogu mogu igrati okolni uzemljeni predmeti.

Sl. 10 Šema eksperimenta sa koronom

Linije sile električnog polja se zgušnjavaju kod katode, pa jačina polja blizu žice ima maksimalnu vrednost. Kada ta jačina dostigne približno $3\cdot 10^{6}$ V/m (na atomosferskom pritisku i normalnoj temperaturi), pali se pražnjenje između žice i cilindra i u kolu se javlja struja. Pri tom oko žice nastaje svetlo koje ima oblik cilindričnog omotača ili korone oko žice, otkuda je i potekao naziv pražnjenja (Sl. 11).

Korona se javlja kako pri negativnom potencijalu na žici (negativna korona) tako i pri pozitivnom (pozitivna korona), a takođe i pri naizmeničnom naponu između žice i cilindra. Sa povećanjem napona između žice i cilindra raste i struja korone. Pri tom se povećava debljina svetlog sloja korone.

Sl. 11 Fotografija korone oko žice. Levo — pozitivna

korona; desno — negativna korona

Procesi u koroni svode se uglavnom na sledeće. Ako je žica negativno naelektrisana, onda se na probojnom naponu kod površine žice začinju elektronske lavine koje se prostiru od žice ka cilindru. No kako se jačina polja smanjuje prema anodi jasno je da će se na nekom rastojanju od žice elektronske lavine ugasiti. Rastojanje do kog se rasprostru lavine i jeste debljina korone. Dakle, u koroni se elektronske lavine ne prostiru kroz ceo sloj gasa, tj. imamo nepotpuni proboj datog prostora sa gasom.

U slučaju pozitivne korone rađaju se elektronske lavine na spoljašnjoj površini korone i onda se kreću prema žici.

Na taj način, u koroni imamo i pozitivne i negativne jone. Negativni joni (kod negativne korone) kreću se ka anodi i izlaze iz granica korone. Pozitivni joni se kreću ka žici.

Elektroni koji su izašli iz korone pripajaju se neutralnim atomima gasa te se tako javljaju negativni joni. Iza granica korone imamo jone samo jednog znaka (negativne pri negativnoj koroni i pozitivne kada je korona pozitivna). U toj oblasti pražnjenje ima nesamostalni karakter.

Korona može nastati ne samo oko žica neko i oko drugih provodnika male površine kao što su razni šiljci. Posebno, u elektrostatici razmotrena svojstva šiljaka objašnjavaju se nastajanjem mikroskopske korone. Korona se takođe ponekad javlja u prirodi pod uticajem atmosferskog električnog polja i primećuje se na vrhovima drveća, katarkama brodova itd.

Sa mogućnošću javljanja korone treba uvek računati u tehnici visokog napona. Pri paljenju korone oko provodnika visokonaponskih linija (dalekovoda) vazduh se jako jonizuje i javljaju se štetne struje curenja (odvođenja). Da se korona ne bi pojavila moraju provodnici u dalekovodu imati dovoljno veliki dijametar, utoliko veći što je veći napon linije. Zbog toga se u laboratorijskoj praksi svi kablovi visokog napona (do rentgenskih uređaja i drugih visokovoltnih postrojenja) realizuju obično pomoću cevi dovoljno velikog dijametra.

Munja

Munja je gigantska električna iskra. Električna priroda munje bila je dokazana poznatim Franklinovim opitima sa vazdušnim zmajem.

Munja se javlja ili između dva oblaka ili između oblaka i zemlje. Jačina struje munje je ogromna i obično je od 10000 A do 1000000 A, a napon između oblaka i zemlje pre samog starta munje dostiže $10^{8}$ V do $10^{9}$ V. Trajanje pojedinog pražnjenja u munji vrlo je malo, reda mikrosekunde. Zato ukupno naelektrisanje koje se prenese jednom munjom obično nije veliko (0,1 C --- 10 C).

Vrlo često je munja sastavljena iz niza pražnjenja koji sukcesivno idu istim putem (višestruke munje). Broj takvih pražnjenja može dostići i nekoliko desetina, a ukupno trajanje munje je oko jedne sekunde.

Posebno interesantni rezultati se dobijaju fotografisanjem munje kamerom sa obrtnim objektivom. Takve fotografije omogućavaju da se ispitaju faze razvitka munje. One pokazuju da munji prethodi formiranje bledog kanala lidera koji se prostire obično od oblaka ka zemlji i analogan je strimeru u kratkim laboratorijskim iskrama. Kada lider dospe na zemlju, po njegovom putu poteku veće količine naelektrisanja i razvija se intenzivno svetli glavni kanal munje koji se prostire ogromnom brzinom ($10^{7}$ m/s do $10^{8}$ m/s od zemlje do oblaka. Pri tom se vazduh jako zagreva u glavnom kanalu i nastaje udarni zvučni talas, grom.

Mada su osnovni procesi u munji, kako izgleda, takvi kao i kod kratkih laboratorijskih iskri, ipak su okolnosti razvitka ta dva tipa pražnjenja unekoliko različite. To se vidi, na primer, iz sledećeg zanimljivog fakta. Kratka iskra u vazduhu na normalnim uslovima javlja se pri jačini polja $E_{\text{k}}\approx 3000$ kV/m. A mnogobrojna merenja jačine polja u atmosferi pokazuju da je čak i za vreme nepogode ona manja od 200 — 400 kV/m. Takvo sniženje probojne jačine polja primećeno je i kod vrlo dugih laboratorijskih iskri (dužine do 10 m). Objašnjenje je, verovatno, u tome što u vrlo dugačkim pražnjenjima mogu da nastanu slučajna lokalna pojačanja električnog polja gde se i začinju strimeri iskre.

Snimak preuzet sa Interneta: Munja udara u Ajfelov toranj

Pored običnih munja javljaju se, mada retko, tzv. loptaste munje. One imaju oblik svetlih kugli dijametra 10cm do 20cm koje se ili sporo kreću ili se „lepe” uz neke nepokretne predmete. Loptaste munje nastaju obično pri intenzivnim atmosferskim pražnjenjima i kroz nekoliko sekundi od nastanka, a nekad i nekoliko minuta, iščezavaju uz silnu eksploziju. Suština ove pojave još nije do kraja shvaćena.

Lučno pražnjenje

Ako se posle nastajanja iskre postepeno smanjuje otpornost kola povećavaće se jačina struje u pražnjenju. Kad otpornost kola bude dovoljno mala, nastaje nova forma gasnog pražnjenja koja se zove lučno pražnjenje.

Jačina struje se pri tom naglo povećava — dostiže desetine i stotine ampera, a napon pražnjenja se smanjuje na nekoliko desetina volti. To pokazuje da u pražnjenju nastaju novi procesi koji čine gas vrlo provodnim.

Danas se električni luk na atmosferskom pritisku najčešće dobija pomoću specijalnih ugljenih elektroda, dobijenih presovanjem grafitnog praška i vezivne supstancije (lučni ugljen). Fotografija takvog luka je data na Sl. 12. Najtoplije mesto luka je udubljenje koje se formira na negativnoj elektrodi i naziva se krater luka. Njegova temperatura na atmosferskom pritisku iznosi oko 4000 K, a na pritisku od 20 atm temperatura kratera prelazi 7000 K, tj. veća je od temperature površine Sunca ($\approx$ 6000 K).

Sl. 12 Fotografija lučnog pražnjenja između

ugljenih elektroda na atmosferskom pritisku

Ustanovljeno je da dobra elektroprovodnost luka potiče od intenzivne termoelektronske emisije koja nastaje zbog visoke temperature negativne elektrode. To je dobro potvrđeno faktom da je u mnogim slučajevima stabilni luk moguć jedino kada je katoda na visokoj temperaturi; temperatura anode, međutim, nema bitnog uticaja. Tako, na primer, ako jednu od elektroda u luku načinimo od ugljenog štapa, a druga je masivna, dobro hlađena bakarna ploča, pa pomeramo ugljenu elektrodu prema ploči (da se ona ne bi mogla zagrejati), tada je stabilni luk moguće dobiti jedino ako je ugalj negativna elektroda. No ako ploča služi kao negativan pol, onda se luk povremeno pali i ponovo gasi i nemoguće je dobiti stabilno pražnjenje.

Lučno pražnjenje se javlja kada, zbog grejanja katode, osnovni uzrok jonizacije gasa postaje termoelektronska emisija. Tako, na primer, u tinjavom pražnjenju pozitivni joni koji bombarduju katodu ne samo da izazivaju sekundarnu elektronsku emisiju već i zagrevaju katodu. Zato, ako povećamo jačinu struje u tinjavom pražnjenju, temperatura katode će se povećati i kada postane tolika da počinje znatna termoelektronska emisija, tinjavo pražnjenje prelazi u lučno. Pri tom iščezava i katodni pad potencijala. Lučno pražnjenje ćemo dobiti i u slučaju ako uvedemo u razređeni gas, kao elektrodu, metalnu spiralu koju zagrevamo strujom.

Sl. 13 Šema konstrukcije živine lučne lampe

Pored gore razmotrenih termoelektronskih lukova postoje i lučna pražnjenja drugog tipa. Takav je slučaj sa tzv. živinom lučnom lampom koja je skicirana na Sl. 13. Takva lampa se prethodno ispumpava a električni luk u njoj nastaje u živinoj pari. Elektrode su stubići tečne žive. Pošto temperatura elektroda u ovom slučaju ne prelazi nekoliko stotina stepeni, termoelektronska emisija ne može igrati značajniju ulogu.

Primetimo da luk koji gori u živinoj pari jeste moćan izvor ultravioletnih zraka. Zato se živine lampe primenjuju u medicini („veštačko sunčanje”) i u naučnim istraživanjima, a baloni takvih lampi su od kvarca ili specijalnih vrsta stakla koja dobro propuštaju ultravioletno zračenje.

Mnogobrojna ispitivanja električnih lukova sa hladnim elektrodama pokazuju da je izvor snažne elektronske emisije na katodi mala, veoma svetla i neprekidno pokretna mrlja na katodi koja se javlja uvek u sličnim pražnjenjima (katodna mrlja). Gustina struje u katodnoj mrlji je ogromna i može dostići $10^{10}$ $\text{A}/\text{m}^{2}$, pa i više. Uzrok formiranja katodne mrlje je porastu koncentracije pozitivnih jona kod katode, koja (koncentracija) daje vrlo jako lokalno električno polje — ono izaziva moćnu autoelektronsku emisiju. Zato se električni lukovi sa hladnim katodama ponekad nazivaju autoelektronski lukovi. Katodna mrlja može da nastane ne samo na površini žive nego i bilo koje metalne tvrde elektrode.

Električni luk je snažan izvor svetlosti i mnogo se primenjuje u projekcionim i drugim aparatima. Specifična snaga koja se pri tom rashoduje manja je nego kod sijalica sa grejanim vlaknom. Kao izvori svetlosti takođe se upotrebljavaju lučne lampe visokog pritiska. Lučno pražnjenje u tim lampama teče u živinim parama ili pak u inertnom gasu na visokom pritisku (desetak atmosfera). Paljenje luka počinje pražnjenjem pomoću izvora visokog napona preko treće elektrode. Zbog visoke temperature, lukove primenjuju za zavarivanje i rezanje metala. Visoku temperaturu luka koriste takođe u lučnim električnim pećima koje igraju važnu ulogu u savremenoj elektrometalurgiji. Ipak, savremene tehnologije istiskuju mnoge od klasičnih primena opisanih lampi.

Plazma

U raznim oblicima gasnog pražnjenja formira se ponekad jako jonizovan gas u kojem je koncentracija elektrona približno jednaka koncentraciji pozitivnih jona. Takav sistem elektrona i pozitivnih jona, sa jednakom koncentracijom, dobio je naziv elektronskojonska plazma ili prosto plazma.

Plazmu imamo u pozitivnom stubu tinjavog pražnjenja. Ona se takođe formira u glavnom kanalu iskre.

Pošto su koncentracije elektrona i jona u plazmi jednake, to je zapreminsko naelektrisanje u njoj, kao i u metalima, jednako nuli. Pored toga, pri znatnijoj jonizaciji gasa može biti velika i elektroprovodnost plazme. Zato, po karakteru svoje elektroprovodnosti, jonska plazma se približava metalima.

Аko se plazma nalazi u električnom polju, onda u njoj nastaje električna struja i oslobađa se toplota. Pri tom energiju u polju prvo stiču elektroni kao pokretljivije čestice i oni zatim predaju energiju jonima (kroz akte sudaranja). Međutim, pri sudarima, zbog velike razlike masa dvaju čestica, elektron ne predaje jonu svu energiju, već samo jedan njen deo. Na niskim pritiscima, kada je broj sudara relativno mali, to dovodi do toga da je srednja kinetička energija elektrona veća od srednje kinetičke enegije jona. Ili, drugim rečima, temperatura elektronske komponente u plazmi viša je od temperature jonske komponente (neizotermička plazma). Temperature je moguće izmeriti posrednim metodama i pokazuje se da može, na primer u pozitivnom stubu tinjavog pražnjenja na pritisku reda 0,1 mmHg, temperatura elektrona dostići $10^{5}$ Κ i više, dok temperatura jona ne prelazi nekoliko stotina stepeni.

Sa povećanjem pritiska povećava se i broj sudara i poboljšava se razmena toplote između elektrona i jona u gasu te se smanjuje razlika njihovih temperatura. Pri dovoljno visokom pritisku imaju elektroni i joni jednaku temperaturu (izotermička plazma). Izotermičku plazmu imamo uvek pri jonizaciji pomoću visoke temperature, na primer u kanalu iskre.

U laboratorijskim uslovima ne egzistira plazma samo u gasnim pražnjenjima. U elektroprovodnim tvrdim telima (metalima, poluprovodnicima) postoje slobodni, provodni elektroni i pozitivni joni s opštim zapreminskim naelektrisanjem koje je jednako nuli; i to je oblik elektronskojonske plazme.

Međutim, najčešće se plazmeno agregatno stanje supstancije realizuje u kosmičkim telima. Osnovna masa kosmičke supstancije praktično je potpuno jonizovana (zbog visoke temperature i dejstva raznih zračenja). Posebno, naše je Sunce plazmena kugla na dnevnom nebu. Gornji jonizovani slojevi atmosfere Zemlje (jonosfera) su takođe vid plazme.

Plazma kao jako jonizovan gas ima neku sličnost sa običnim gasovima i potčinjava se mnogim gasnim zakonima. Međutim, između plazme i običnih gasova postoje i radikalne razlike. One se naročito manifestuju u magnetskom polju. Na pokretne čestice plazme (jone i elektrone) deluju znatne sile (Lorencove sile) koje ne mogu postojati u gasu neutralnih atoma. Pri kretanju čestica duž magnetskog polja te su sile jednake nuli. No pri poprečnom kretanju one su maksimalne i „ometaju” kretanje.

Druga razlika se sastoji u tome što joni i elektroni u plazmi jako interaguju međusobno (kulonovska interakcija). Obe ove okolnosti, uz veliku elektroprovodnost guste plazme, dovode do toga da se svojstva plazme i jednačine njenog kretanja u električnim i magnetskim poljima veoma razlikuju od onih za obične gasove i tečnosti. Izučavanje zakona kretanja plazme, posmatrane kao svojevrsne tečnosti s velikom elektroprovodnošču, jeste predmet magnetske hidrodinamike plazme; ona ima veliki značaj za razumevanje mnogih astrofizičkih procesa.

Ispitivanje svojstava plazme ima izuzetan praktični značaj jer se korišćenjem plazme otkriva principijelna mogućnost realizovanja kontrolisanih termonuklearnih reakcija. U okviru tog globalnog projekta bave se mnoge istraživačke grupe u svetu, a i kod nas, specijalnim problemima vezanim za fiziku jonizovanog gasa. Postoje razni načini da se naprave plazmeni laboratorijski izvori pogodni za specijalne namene. Na Sl. 14 vidimo gasnu cev pravljenu u Laboratoriji za atomsku fiziku pri Institutu za nuklearne nauke u Vinči kod Beograda.

Sl. 14 Plazmeni izvor pravljen u Laboratoriji za atomsku fiziku IBK u Vinči:

Staklena obvojnica cevi je od visokokvalitetnog kvarca. Katoda je napravljena od volframske žice koja se zagreva posebnim napajanjem. Anoda je cilindar od volframa. Na početku, cela se cev peče u posebnoj peći dok se iz zapremine evakuišu vazduh i eventualne nečistoće kvalitetnom vakuum pumpom. U procesu ispumpavanja zamrznuta je živa u svom rezervoaru na temperaturi tečnog vazduha. Na kraju procesa, imamo u cevi vrlo dobar vakuum i očišćenu unutrašnju površinu kvarcnog omotača. Otvor se stakloduvački zatvori i živa odmrzne. Tako se dobija živina zasićena para (gasna faza je u dodiru za tečnom živom u rezervoaru) poznatog pritiska na datoj temperaturi (koja se kontroliše termostatom). U toj sredini se inicira živin luk priključenjem napona između katode i anode, od nekoliko stotina volti. Formira se u cevi plazma koja svetli homogenim plavičastim svetlom. Sondama se određuju parametri plazme. Ovako dobijena plazma je dosta mirna i stabilna, premda driftujuća (po prirodi same tehnologije dobijanja). Na znatnoj dužini cevi mogu se izvoditi eksperimenti sa pobudom, prostiranjem, dijagnosticiranjem i detekcijom površinskih vođenih elektromagnetskih talasa. Vinčanska eksperimentalna grupa (dr B. Aničin, dr V. Babović i dr) za plazmene elektronske talase ovog tipa bila je prva kod nas i u okruženju, i svakako uticajna u ovom delu Evrope; uz obilje naučnih rezultata, istraživačka aktivnost je dala i upotrebljive pedagoške vrednosti, tu su se školovali fizičari koji su pomogli u kadrovskom pogledu nekoliko naših univerziteta.

Sl. 15 Plazmena lampa kao novogodišnji svetleći ukras

Pojedini inženjeri, studenti i amateri čitaju sa zanimanjem o plazmama koje je svojevremeno dobijao Nikola Tesla. Oni ponekad i sami prave amaterske Tesline kalemove sa visokofrekventnim pražnjenjem u vazduhu. Teslin kalem je poznata realizacija, jedan model ovog izvora može se videti kao eksponat u Muzeju Nikole Tesle u Beogradu. Mali Teslini kalemovi su i danas standardni elementi ekipmana svake laboratorije za jonizovane gasove, i svuda se tako zovu. Prave se čak i zanimljive plazmene lampe koje nisu samo zabavni i dekorativni predmeti iz fizike već mogu poslužiti kao pedagoško učilo i inspiracija talentovanim učenicima (Sl. 15). Zbog sferne simetrije, od centralne kugle neprestano palacaju ljubičasta plazmena vlakna na sve strane do staklene obvojnice; oblast obvojnice koju dodirnemo prstom menja uslove pražnjenja; trenutno se transformišu struktura i osobine plazmenog kanala u cevi. Kao sredstvo popularisanja fizike kod mladog sveta izložene su slične plazmene cevi i u mnogim značajnim institucijama nauke (CERN).

Studenti fizike slušaju u završnoj godini studija i poseban predmet Fizika plazme.