@phdthesis{Bogaczyk2014, author = {Marc Bogaczyk}, title = {Akkumulation von Oberfl{\"a}chenladungen und Entladungsentwicklung in Barrierenentladungen in Helium, Stickstoff und deren Gemischen}, journal = {Accumulation of surface charges and discharge development in barrier discharges operated in helium, nitrogen, and mixtures}, url = {https://nbn-resolving.org/urn:nbn:de:gbv:9-002019-6}, year = {2014}, abstract = {Bei moderaten sinusf{\"o}rmigen Betriebsspannungen tritt in reinem Stickstoff der diffuse Townsend-Modus (APTD) auf. Das elektrische Feld ist hier {\"u}ber den Entladungsspalt ann{\"a}hernd konstant, weshalb ein anodengerichteter exponentieller Anstieg der Intensit{\"a}t der Emission beobachtet wird. Dementsprechend ist das Intensit{\"a}tsmaximum direkt vor der Anode lokalisiert. {\"U}berraschenderweise l{\"a}sst sich die APTD unter den gegebenen experimentellen Bedingungen (Breite des Entladungsspalts d\_Spalt=1 mm und sinusf{\"o}rmige Betriebsspannung) ebenfalls in einer Helium-BE genieren. F{\"u}r gew{\"o}hnlich wird jedoch in einer Helium-Entladung der diffuse Glimmentladungs-Modus (APGD) beobachtet, wobei der Entladungsspalt zwischen 2-5 mm breit ist. Das Emissionsmaximum einer solchen Entladung befindet sich durch die Ausbildung eines Kathodenfallgebiets vor der Kathode. Die geringe Breite des Entladungsspalts verhindert hier jedoch die Ausbildung der APGD. Entsprechend kann sich das Kathodenfallgebiet nicht entwickeln, wodurch die Spaltspannung nur schwach einbricht. Das Intensit{\"a}tsmaximum der Emissionsentwicklung befindet sich wie bei der diffusen Stickstoff-BE direkt vor der Anode. Die Z{\"u}nd- und Brennspannung ist in Stickstoff gr{\"o}{\"s}er als in Helium, da die Vibrationszust{\"a}nde des Stickstoffs effizient durch Elektronen angeregt werden und diesen dabei Energie entzogen wird. Helium hat jedoch keine Vibrationszust{\"a}nde, weshalb die Elektronentemperatur ansteigt und die Z{\"u}nd- und Brennspannung deutlich geringer ist. Eine Erh{\"o}hung des Spannungsanstiegs dU/dt beeinflusst signifikant die Entladungsentwicklung in der diffusen Helium-Entladung. So f{\"u}hrt eine Variation von der Sinus- zur Rechteckspannung zu einem Wechsel des Entladungsmodus, n{\"a}mlich von der APTD zur APGD. Die Ursache hierf{\"u}r ist der deutlich h{\"o}here Energieeintrag, was sich auf die Ionisationsprozesse auswirkt. Die Verwendung einer S{\"a}gezahnspannung stellt in Bezug auf den Spannungsanstieg dU/dt eine Kombination aus der Sinus- und der Rechteckspannung dar. Mit dieser Betriebsspannung war es erstmals m{\"o}glich, in einer Entladungsperiode entsprechend der Spannungsgradienten beide Entladungsformen (APTD und APGD) zu beobachten und zu studieren. Durch die Oberfl{\"a}chenladungsmessung konnte nachgewiesen werden, dass die w{\"a}hrend eines elektrischen Durchbruchs im Entladungsvolumen transferierte Ladung vollst{\"a}ndig auf den Dielektrika akkumuliert wird. Der Vergleich der phasenaufgel{\"o}sten Oberfl{\"a}chenladungsdichtemessung mit der zeitlichen Integration der Stromdichte zeigt, dass die Akkumulation von Oberfl{\"a}chenladungen instantan mit dem Auftreten eines Strompulses stattfindet. Nach einem Entladungsstrompuls bleiben die Oberfl{\"a}chenladungen unabh{\"a}ngig vom Entladungsmodus auf dem Dielektrikum konstant, bis die Entladung in der n{\"a}chsten Halbwelle erneut z{\"u}ndet. In der filamentierten Entladung markieren die Oberfl{\"a}chenladungen den Auftreffpunkt der einzelnen Mikroentladungen. Die Oberfl{\"a}chenladungen sind an diesen Stellen stark lokalisiert. Die gemittelten radialen Oberfl{\"a}chenladungsdichteprofile haben gezeigt, dass diese sowohl f{\"u}r die negativen als auch f{\"u}r die positiven Oberfl{\"a}chenladungen einer Gau{\"s}-Verteilung folgen. Die volle Halbwertebreite der entsprechenden Oberfl{\"a}chenladungsdichteprofile unterscheidet sich. Die negativen Oberfl{\"a}chenladungen nehmen eine gr{\"o}{\"s}ere Fl{\"a}che ein als die positiven Oberfl{\"a}chenladungen. Es konnte erstmals gezeigt werden, dass Mikroentladungen {\"u}ber viele Entladungsperioden immer wieder an der gleichen Stelle z{\"u}nden, wo sich aus einer vorhergehenden Entladung ein lokalisierter Oberfl{\"a}chenladungsfleck entgegengesetzter Polarit{\"a}t befand. Dieses Ph{\"a}nomen wird als Memory-Effekt bezeichnet. Durch zeitlich definiertes Abschalten der Entladung konnten die Lebensdauern von Oberfl{\"a}chenladungen beider Polarit{\"a}ten auf dem BSO-Kristall gemessen werden. Es konnte gezeigt werden, dass der Abbau der Oberfl{\"a}chenladungen in zwei Zerfallsprozesse k\_1 und k\_2 unterteilt ist. W{\"a}hrend des Prozesses k\_1 nimmt die Oberfl{\"a}chenladungsdichte innerhalb einiger weniger Sekunden deutlich ab. Die Zeitkonstante k\_1 ist trotz der photoleitenden Eigenschaft des BSO-Kristalls unabh{\"a}ngig von der Beleuchtungsfrequenz des Kristalls ist. Der zweite deutlich langsamer ablaufende Prozess zeigte hingegen eine starke Abh{\"a}ngigkeit von der Beleuchtungsfrequenz der BSO-Kristalls. Wurde der Kristall kontinuierlich beleuchtet, verschwanden die Oberfl{\"a}chenladungen unabh{\"a}ngig von ihrer Polarit{\"a}t nach wenigen Sekunden vollst{\"a}ndig. Je kleiner die Beleuchtungsrate des Kristalls ist, desto l{\"a}nger waren die Oberfl{\"a}chenladungen nachweisbar. Der Zerfallsprozess k\_2 beruht auf intrinsischen Transportprozessen. Hierbei wird davon ausgegangen, dass die negativen Oberfl{\"a}chenladungen durch Elektronen nahe der Oberfl{\"a}che gebildet werden. Die positiven Oberfl{\"a}chenladungen sind L{\"o}cher im Valenzband, die durch Elektronen-Ionen-Rekombination entstehen.}, language = {de} }