Egy indukciós tekercs, amelynek primere hat volton működik, pulzáló nagyfeszültséget biztosít egy kisülési cső végein, amelynek mindkét végén egy kör alakú lemez van, amelynek átmérője nagyjából megegyezik a cső belső átmérőjével. Az elektródák közötti távolság körülbelül 71,5 cm, a cső i.d. pedig körülbelül 4,5 cm. A csövet kiüríthetjük, ha egy vákuumszivattyút csatlakoztatunk a cső közepén lévő oldalkarhoz.
A cső atmoszférikus nyomáson, amikor bekapcsoljuk az indukciós tekercset, annak kimeneti feszültsége nem elég magas az átütés eléréséhez. Amikor bekapcsolja a szivattyút, és elkezdi evakuálni a csövet, amikor a nyomás eléri a néhány tíz torr-t, vékony, intenzív szalagokat lát, amelyek az elektródák közötti térben húzódnak. Ezek aztán egy szélesebb, egyetlen szalaggá olvadnak össze. Ezután az elektródák közötti teljes tér világít. Végül a középső részen csíkok jelennek meg. Ha több percig pumpál, akkor a cső középső harmada, körülbelül a cső végeihez képest elsötétedik. A csövet kitöltő izzó gáz plazma, amelyet a képen látható mágnessel különböző módon eltéríthetünk.
Ez a bemutató a gázon keresztül történő elektromos kisülés egy típusát, az úgynevezett izzó kisülést mutatja be. Az 56.32 — Wimshurst-gépek, 56.45 — Szikrák a Van de Graaff-generátorral, 56.54 — Villámhárító és 60.06 — Jákob létrája bemutatók mind hasonló jelenséget, a levegő elektromos bontását és az ebből eredő íveket tartalmazzák. (Az 56.54. bemutató szintén koronakisülést tartalmaz, és a 60.21. — Kondenzátor szikra és a 72.54. — Induktor szikra szintén lenyűgöző íveket eredményez). Az ívvel ellentétben az izzó kisülésnek struktúrája van; meghatározott helyeken világos és sötét területek vannak benne, amint azt az alábbi szöveg leírja.
A izzó kisülés plazma kialakulása egy gáz elektromos bomlása révén. Normális esetben a gázok szigetelők. A kozmikus sugárzás vagy más természetes háttérsugárzás miatt egy gázmennyiség néhány véletlenszerűen keletkező elektront tartalmaz. Ha a gázban két elektróda fölé nagyfeszültséget helyezünk, ezek az elektronok az elektródák közötti elektromos térben felgyorsulnak. Ha az elektronok átlagos szabad útja elég hosszú ahhoz, hogy ezen a távolságon elég energiát szerezzenek egy gázmolekula ionizálásához, akkor ez további elektronokat szabadít fel, amelyek aztán további gázmolekulákat ionizálnak. Az így keletkezett ionok is kilökhetnek elektronokat, amikor a negatív elektródával (a katóddal) ütköznek. Az elektronok, ionok és semleges gázmolekulák különböző ütközései bomlást eredményeznek, és a kisülési cső katódja és anódja között áram marad fenn. Az így kialakuló plazma elektronok, pozitív ionok és elektronikusan gerjesztett semleges gázmolekulák elektromosan semleges keveréke. A gerjesztett molekulák alacsonyabb energiaállapotokba relaxáló emissziója az, amit izzásként látunk.
Amint a fentiekből kiderül, összefüggés van a gáznyomás, az elektródák közötti távolság és a minimális feszültség között, amelynél az átütés bekövetkezik. Az átütési feszültség, Vs (a “szikrafeszültség”) a p, a nyomás és d, az elektródák közötti távolság függvénye. Ennek a függvénynek a pontos alakja az adott gáztól függően némileg változik, de a fő jellemzői ugyanazok maradnak. Minimuma körülbelül egy és néhány száz volt között mozog, egy torr-cm nagyságrendű pd-nél. Ennek a minimumnak mindkét oldalán a Vs emelkedik. Ez a görbe azt a talán meglepő viselkedést tükrözi, hogy adott nyomáson és a minimum feletti bizonyos alkalmazott feszültség esetén van egy olyan elektródatávolság-tartomány, amelyben az átütés bekövetkezik, de ha az elektródákat túl messze vagy túl közel helyezzük egymáshoz, a feszültség nem elegendő az átütéshez. Ez lényegében azért van így, mert ha az elektródák túl közel vannak egymáshoz, az elektronok átlagos szabad útja túl hosszú a réshez képest, és nem történik elég ütközés az átütéshez. Ha azonban az elektródák túl messze vannak egymástól, a rés túlságosan hosszabb, mint az elektronok átlagos szabad útja, és az elektronok annyi ütközést szenvednek el, hogy soha nem jutnak el az anódhoz. A Vs, p és d közötti összefüggést kifejező törvényt Paschen-törvénynek, a görbét pedig Paschen-görbének nevezik Friedrich Paschen után, aki a különböző gázok kisülésein végzett megfigyelései alapján fejlesztette ki.
A kisülés jellege adott gázösszetétel esetén a nyomástól, az elektródákon átmenő feszültségtől és a plazmán átfolyó áramtól függ. Ebben a demonstrációban az áramot nem szabályozzuk, és a nyomást a cső oldalkarján keresztül történő pumpálással változtatjuk. (Egy szorítót vagy szelepet lehetne hozzáadni, hogy a nyomást egy adott értéken lehessen tartani). Egy ilyen méretű csőnél, atmoszférikus nyomáson, valószínűleg 1400-2000 kilovoltra (vagy körülbelül 1,4-2 millió volt közötti feszültségre) lenne szükség az átütés eléréséhez, és a keletkező ív hasonló lenne a Van de Graaff-generátorban látottakhoz. Mivel az indukciós tekercs néhány kilovolt, vagy talán néhány tíz kilovolt potenciált hoz létre, ebben a demonstrációban nem figyelhetjük meg ezt a fajta átütést.
Amint elkezdjük kiszivattyúzni a levegőt a csőből, egy bizonyos ponton, valószínűleg néhány tíz torrnál, széles, szalagszerű kisülést látunk a cső hosszában. (Ez néhány vékony csík formájában kezdődik, amikor a szétesés először történik.) Amikor a nyomás eléri a néhány torr-t, a kisülés különböző világos és sötét tartományokat képez. A katódtól kiindulva egy tipikus izzó kisülés a katód közelében egy vékony, izzó régiót mutat, amelyet egy vékony sötét réteg, az Aston sötét tér választ el tőle. A vékony izzó régiót katód izzásnak nevezzük. A katód izzásának másik oldalán egy szélesebb sötét tér található, amelyet katód sötét térnek, vagy Crookes vagy Hittorf sötét térnek nevezünk. Ezután következik a negatív izzásnak nevezett izzó régió, amelyet egy másik sötét tér, a Faraday-sötét tér követ. A Faraday-sötét tér után egy hosszú izzó régió, a pozitív oszlop következik, amely az elektródák közötti távolság nagy részét kitölti. Néha a pozitív oszlop anódjának vége fényesebb, mint a többi rész; ezt nevezzük anód izzásnak. A pozitív oszlopnak ezt a végét az anódtól egy sötét tartomány választja el, amelyet anódsötét térnek nevezünk. Általában egy adott nyomás és alkalmazott feszültség mellett az izzó kisülés különböző régióinak méretei meglehetősen jól meghatározottak, a pozitív oszlop az elektródák közötti távolságnak megfelelően változik. Ezen a bemutatón a fent felsorolt jellemzők közül sok nem lesz könnyen látható, és a pozitív oszlopban csíkozásokat fog látni.
Ha tovább pumpál, egy bizonyos ponton a kisülés gyengül, és ha a nyomást elég alacsonyra, valószínűleg körülbelül 1 millitorr alá csökkenti, kialszik. Ebben a demonstrációban a nyomást elég alacsonyra tudod csökkenteni ahhoz, hogy nagyjából a cső középső harmada elsötétüljön. Ha elég alacsonyra tudnánk csökkenteni a nyomást, akkor ismét több száz kilovoltra lenne szükségünk ahhoz, hogy átütést okozzunk, és ebben az esetben az elektródák között alig vagy egyáltalán nem figyelhetnénk meg izzást, de az üveg zöldes fluoreszcenciát bocsátana ki. Ez a fluoreszcencia a katódon keletkező nagysebességű elektronok ütközéseinek, vagyis a katódsugaraknak köszönhető. Egy perforált elektródákkal ellátott csőben (a bemutatóban szereplő elektródák tömörek) ilyen körülmények között minden egyes elektróda mögött pontokat láthatunk. Az anód mögött ezek a katódsugarakból származnak. A katód mögött ezek az anódról a csövön áthaladó ionok üveggel való ütközéseiből, vagyis az anódsugarakból származnak.
Amint fentebb említettük, a kisülést alkotó plazma (vagy legalábbis azok a részek, ahol az izzás a legerősebb) elektronok, ionok és gerjesztett semleges molekulák (vagy egyatomos gázban atomok) elektromosan semleges keveréke. Az elektronok a katódtól az anód felé áramlanak, az ionok pedig az ellenkező irányba. Ha tehát a képen látható mágnest a cső oldala közelébe tartjuk, akkor qv × B keletkezik, és az elektronok és ionok oldalirányú erőt szenvednek. Mivel mindkét típusú részecske ellentétes irányban halad, de az előjelük is ellentétes, ezért együtt térülnek el. Amikor tehát a mágnest a cső közelébe visszük, a plazma elhajlik azon a területen, ahol a mágnes pólusát tartjuk, és a mágnes orientációjának változtatásával elmozdíthatjuk az elhajlást.
1) Llewellyn-Jones, Frank. The Glow Discharge and an Introduction to Plasma Physics (London: Methuen & Co., Ltd., 1966) pp. 3-8
2) Cobine, James Dillon. Gáznemű vezetők: Theory and Engineering Applications (New York: Dover Publications, Inc., 1958) pp. 162-9, 205-7, 212-14.