O‘zbekiston respublikasi o‘zbekiston oliy ta’lim, fan va innovatsiyalar vazirligi farg‘ona davlat universireti fizika-texnika fakul’teti

Как выше отмечалось, газоразрядная ячейка с тонким (10÷100 мкм) газоразрядным промежутком, является малоизученным объектом.

Рис. 1.4. Общий вид фотосъемочных камер и преобразователей изображений ионизационного типа [7]. а) – неохлаждаемая камера с механизмом перемотки пленки, б) – охлаждаемая камера со стеклянным сосудом Дьюара, в) – охлаждаемая камера с металлическим сосудом Дьюара.

Благодаря тому, что один из электродов ячейки является однородно распределенная по сопротивлению полупроводниковая пластинка толщиной до 1 мм, только по этой причине удается исследовать физических свойств, этого уникального по многим параметрам, объекта. Из многочисленных публикаций, посвященных для изучения физических свойств газоразрядной ячейки в различных модификациях [18, ст. 490-496; 19, cт.17-20; 20, ст. 213-214], можно сделать вывод о том, что поставленная нами задача в рамках диссертационной работы, можно отметить, в настоящее время актуально. Мы здесь коротко анализируем результаты исследований физических свойств газоразрядной ячейки на основе опубликованных работ в научных журналах последних лет.
На рис.1.4 приведены общие виды фотосъемочных камер и преобразователей изображений ионизационного типа, изготовленных в Физико-техническом институте имени А. Ф. Иоффе под научным руководством, лауреата Государственной премии России Льва Григорьевича Парицкого.
Камера на рис.1.4, а изготавливалась в 1972 году, камера на рис.1.4, б – в 1973 году, а камера на рис.1.4, в – в 1975 году. Последняя камера, изготовленная, в 1975 году широко использовалась во многих учреждениях Содружества Независимых Государств, и она до сих пор дает свои научные результаты в области исследования физических свойств газоразрядной ячейки, с различными ее вариантами, приведенных на рис.1.5.
В работе [21, ст.3-8] исследовалось влияние полупроводникового электрода и межэлектродного расстояния в начале пробоя газоразрядного промежутка. На вольтамперной характеристике (ВАХ) газового зазора толщиной 60 мкм с полупроводниковым электродом из арсенида галлия ток величиной I ≥ 8×10^-11 ампер (А) регистрируется уже при напряжениях 200 В. Авторы этой работы исследовали электрические характеристики газоразрядной ячейке двумя типами. В первом типе оба электрода газоразрядной ячейки металлические, а во втором типе – один из электродов полуизолурующий арсенид галлий с удельным сопротивлением 10⁸ Ом см. Показано, что в случае полупроводникового электрода, переход из устойчивого состояния с малым током в устойчивое состояние с большим током в ВАХ, происходит локально. Этот переход в различных участках по поперечному сечению газоразрядной ячейки не зависеть друг от друга, что и приводит к плавному нарастанию тока.
В случае металлических электродов, из-за постоянного потенциала на поверхности металла, поле в газоразрядном промежутке постоянно, то есть локальные переходы невозможны, поэтому ток возникает скачком одновременно во всем объеме.
В работе [22, ст.24] исследован полупроводниковый преобразователь инфракрасных изображений ионизационного типа в импульсном, то есть в стробирующем режиме на основе фотоприемника кремния, легированного серой. Авторами в данной работе показано, что путем коротковолновой подсветки фотоприемника преобразователя инфракрасных изображений можно управлять спектральным диапазоном его фоточувствительности (λ = 5÷10,6 мкм). При определенной схеме легирования реализуется ситуация, когда локальные уровни Е_С – 0,109 эВ, ответственные за чувствительность в средневолновой области спектра (λ = 1÷4 мкм) заполнены, а уровни, ответственные за длинноволновую чувствительность (λ = 5÷10,6 мкм), свободны от носителей тока. При равномерном освещении дополнительным постоянным источником белого света всей приемной поверхности фотоприемного элемента происходит заполнение мелких уровней Е_С – 0,08 эВ и появление чувствительности в области до λ = 10,6 мкм при одновременном возрастании темновой проводимости. Они эту явлению объясняют на основании индуцированной примесной фотопроводимости в полупроводниках [23, ст.35].
В работе [24, ст. 37] исследовалась структура полупроводник – плазма газового разряда низкой плотности при давлении 60 Торр. Измерялись ВАХ этой структуры при разных полярностях постоянного напряжения и разных уровнях засветки полупроводника. Обнаружена выпрямление на контакте полупроводник – газоразрядная плазма. Установлена, что ВАХ структуры идентична ВАХ системы с запорным контактом. Возникновение запорного слоя на поверхности полупроводника, обращенной к газу, объясняет асимметрию фоточувствительности в зависимости от полярности и эффект выпрямления.
В работе [25, ст.17] с целью создания фотоприемников для высокоскоростной регистрации процессов в инфракрасной области спектра были исследованы влияние давления пара селена Р_Se на эффективность легирования монокристаллического кремния селеном. Введение селена проводилось методом диффузии в запаянных кварцевых ампулах в диапазоне Р_Se = 0,27÷1,0 атм. Определено влияние давления пара диффузанта на концентрации уровней 0,11 и 0,2 эВ, введенных в кремний при температуре процесса 1240 ⁰С. Показано влияние режима охлаждения легированных (и прогретых до высокой температуры) образцов на концентрации электрически активных центров селена.
В работе [26, ст.18] обнаружено, что охлаждение микроразрядных устройств, заполненных аргоном, а также азотом, до криогенных (Т ~ 100 К) температур в тонких газоразрядных промежутках оказывает заметное влияние на потенциал зажигания разрядов в них. При разряде в азоте газоразрядной ячейке с латунным катодом эффект можно объяснить уменьшением коэффициента вторичной электронной эмиссии, тогда как в случае аргона влияние охлаждения имеет более сложный характер. Этот результат определялся при изучении кривые Пашена.
В работе [27, ст.25-27] исследуется плоская газоразрядная структура (газоразрядная ячейка), где один из электродов – высокоомный полупроводник, который может обеспечить стабильное равномерное распределение тока и свечение газового разряда по всему объему газоразрядного промежутка. Установлено, что влияние полупроводникового электрода на распределение стационарного тока в газоразрядном промежутке связано с проводимостью его приповерхностного слоя, а объемное сопротивление полупроводника определяет лишь сопротивление нагрузки. Экспериментально показано, что локальная металлизация поверхности полупроводника приводит к шнурованию в местах металлизации.
В работе [28, ст.1330-1332.] представлены результаты экспериментального исследования границы устойчивости пространственного однородного состояния горения разряда в газоразрядном промежутке газоразрядной ячейки, заполненной азотом. Полупроводниковый катод изготавливался из монокристаллического кремния, легированного платиной. Получены количественные данные относительно условий возникновения гексагональной диссипативной структуры в распределении тока для двух значений длины разрядного промежутка при изменении давления газа и проводимости катода. Обнаружено, что при фиксированной величине разрядного промежутка появление критического состояния может быть приближенно описано некоторой универсальной функцией проводимости электрода и давления газа.
В работе [29, ст. 457-462] представлены результаты, полученные данных характерного времени «ответа» таунсендовского разряда. Эксперимент проводился в тонких газоразрядных промежутках, которые заполнялись аргоном при комнатной и криогенной (~ 100 К) температурах. В экспериментах использована газоразрядная ячейка, один из электродов которой выполнен из полуизолирующего арсенида галлия, чем обеспечивается стабилизация пространственно-однородного состояния разряда. Значения характерного времени получены из наблюдаемых величин резонансной частоты исследуемой газоразрядной ячейки.
Кроме того, в работах [30, ст.61-66; 31, ст.42-47; 32, ст.27-31; 33, 199-200; 34, ст.130-131; 35, ст.175-177; 36, ст. 615-616; 37, ст. 98-99; 38, ст.145-146; 39, ст.218-219; 40, ст. 430-431; 41, ст.242-243; 42, ст. 650-651; 43, ст. 179-180; 44, ст.120-122; 45, ст.169-170; 46, ст. 133-134; 47, ст.30-31; 48, ст. 179-180; 49, ст.9; 50, ст. 215-216] тоже изучались физические свойства газоразрядной ячейки с различными ее вариантами и различного по физическим свойствам фотоприемников. Однако, на основе изученных литературных источниках, опубликованных до настоящего момента в открытой печати, можно сделать вывод о том, что с точки зрения физики газового разряда отсутствует единое мнение о физических процессах, происходящих в тонкой (d = 10÷100 мкм) газоразрядной ячейке.


2.2. Яримўтказгичли электродга эга газ разряди ячейкасидаги мувозанатсиз фотоэлектрик ўтиш жараёнлари.
Газнинг электр майдони таъсирида ёнишининг тутилиш вақти ва электр токи осциллограммаси орасидаги боғлиқлик, шу билан бирга газразрядли ячейкадаги электростатик ҳодисалар натижалари қайд этилган. Диссертацияда кучланиш осциллограммаси келтирилган ва газразрядли ячейканинг кучланиш таъсири туфайли ёнишидаги электр токининг осциллограммаси кўрсатилаган.
Газрязрядли ячейканинг ҳаво қатламидаги токининг осцил-лограммасини денситометрия усулида тахлил қилиб, токнинг ўртача қийматининг кинетикаси (релаксация графиги) қурилган. Ўз навбатида токнинг ўртача қийматининг кинетикасидан газ ёнишининг тутилиш вақти ва статистик ўзгарувчанлик қийматлари аниқланади, чунончи токнинг ўртача қиймати ва статистик ўзгарувчанлик қийматлари қуйидаги формула орқали ҳисобланади
i_ср = V(expt/Θ + 1)/[(R_б/S)(expt/Θ) + ρ]. (1)
1-расмда ўртача ток қийматининг ёруғлик интенсивлигига боғлиқлиги келтирилган.
Электростатик характердаги мувозанатсиз ўтиш жараёнларини тадқиқ этиш учун ўта юпқа газразрядли ячейкага кетма-кет доимий ток манбаси ва 1500 вольтгача юқори кучланишни таъминлаб берадиган импульсли тиратрон генератор уланган. Бу холатда газразрядли ячейканинг фотоқабулқилгичи бўлиб, платина билан сийқалланган кремний ҳизмат қилади [8], бунда у 80 кельвингача совутилади, газразрядли ячейканинг қалинлиги 40 микрометрни ташкил этади, ундаги қолдиқ ҳаво эса 0.2 атмосфера босимига тенг. Газ ёнишидаги нурнинг жадаллигини кўтариш учун ЭП-16 (Россияда ишлаб чиқарилган). Газразрядли инга 550 В доимий кучланиш берилса, газ чақнай бошлайди, бунда ток зичлиги тока 10^-8 ÷ 10^-7 А/см² миқдорида бўлади. Агар газразрядли ячейкага доимий ток манбасига кетма-кет қилиб, қутибларни ҳам олдингидек улаб, генератордан қисқа (25 мкс) 1.6 вольт кучланишли импульс берилса, разряднинг чақнаши йўқолиб, секин аста яна олдинги доимий ток таъсиридаги чақнашга қайтади. Бунда доимий кучланиш ўзгаришсиз қолаверади. 2.5-расмда импульсдан кейинги ҳар хил вақтлардаги разряд чақнашининг қайтиши кўрсатилаган.
Доимий ўтиш токи бўлмаганда, яъни тиниқ холат учун электростатик ҳодисани кузатиш қуйидаги тажрибада олиб борилди. Бунда газразрядли ячейкага генератордан қисқа (25 мкс) разрядли кенгликнинг газни ёндира оладиган 1.6 вольт кучланишли импульс берилса, юза текислигида бир хил тақсимланган газнинг чақнаши кузатилади. Аниқ Θ вақтдан кейин олдинги қутбликга мос иккинчи импульс бирилади. Аниқ Θ вақтдан кейин иккинчи кучланиш импульси ўша қутибликдак берилади. Бунда, агар Θ вақт ичида ташқи йиғинди майдон кучланганлиги Е_имп ва сиртий зарядлар майдони Е_заряд релаксация туфайли ёндириш кучланганлигига тенг бўлса Е_пр, разряднинг чақнаши кузатилади. Манашу холат учун вақт Θ қайд этилади. Агар разряднинг чақнаши кузатилмаса, демак ушбу параметрлар учун ёндириш вақтининг чегаравий қиймати катта ва бунда иккинчи импульсни беришни кечиктириш зарур бўлади. Шундай қилиб, катта-кичик вақт қийматининг эҳтимолликлари натижасида Θ вақтнинг ҳақиқий қиймати аниқланади. 2.6-расмда шундай усул билан тажрибада олинган ёндириш Θ вақтининг чегаравий қийматини фотоқабулқилгичнинг ўтказувчанлигини ортирадиган J ёритилганликга боғлиқлигининг графиги (ёритилганлик жадаллиги термоустунча билан ўлчанган), 2.7-расмда эса тажрибада олинган разряд чақнашининг I жадаллигини (чақнаш жадаллиги ФЭУ-19А русумли фотоэлектрон кучайтиргич ёрдамида ўлчанади) ёндириш Θ вақтининг чегаравий қийматига боғлиқликнинг қоронғилик токи (1-график) ва қуввати ~10^-9 Вт/см² бўлган 3.6 микрометрли инфрақизил нурдаги фототок учун (2-график) келдирилган. Муҳокамага ўтишдан олдин, газли оралиғининг ёндириш жараёни ҳақидаги саволни назарий жихатдан қараб чиқиш керак деб хисоблаймиз. Газразряди оралиғини ёнишгача кучланишнинг вақтга боғлиқлигини ҳисоблари U(t) иккиқатламли конденсатор зарядлари ҳақидаги масалага ўхшаш тарзда олиб борилиши мумкин [1], бунда биринчи қатлам сифатида диэлектрик сингдрувчанлиги ε₁, қалинлиги d₁, ва солиштирма ўтказувчанлиги σ₁ бўлган яримўтказгич, иккинчи қатлам эса – газли оралиқ, диэлектрик сингдрувчанлиги ε₂ = 1, қалинлиги d₂, ва солиштирма ўтказувчанлиги σ₂ = 0:

, (2)
бу ерда
U₀ – берилаётган кучланиш; R – кучланиш манбасининг ички қаршилиги. Генератолр ички қаршилигининг жуда кичик қийматида вақтнинг бошланғич қийматида берилган кучланиш сиғимга тескари мутаносибликда икки қатлам ўртасида тақсимланган бўлади:
. (3)
Бундан кейин эса, τ₂ доимий вақт билан кучланиш разрядли оралиққа кўчади.
Шундай қилиб, газ оралиғининг ёниши ундаги кучланишнинг ўсиши шароитида рўй беради. Яримўтказгичнинг ўтказувчанлиги σ₁ ёритилганликга боғлиқ бўлганлиги учун, газ ёнишининг тутиб қолиш вақти қуйидаги вақт катталиги билан аниқланади Θ = τ₂ = f(σ₁). Ёнишнинг тутиб қолиш вақтини аниқлашнинг бошқа меъзони – ёндириш вақтининг статистик тартибсизлигидир χ, бу физик катталик эквипотенциал электродга эга газразрядли инлардаги бирдан-бир сабабдир.
Газразрядли индаги газ плазмасининг яримўтказгич билан туташиши, сиртга алоҳида таъсир кўрсатади. Плазма токининг заряд ташувчилари (электронлар ва ионлар) ҳамда электронларнинг сиртга урилишида ҳосил бўлган нурларнинг ва газ разряди чақнашидаги фотонлар биргаликда яримўтказгичнинг ичкарисида бир жинсли ёйилади, деб шарт қўямиз. Бундай тассавур орқасидан j_С фототокга ва фотоэлектронлар оқимига (I = j/e = μnE, бу ерда μ – яримўтказгичдаги заряд ташувчилар концентрацияси, n – фотоэлектронлар концентрацияси, ξ-газ плазмаси таъсирига боғлиқ бўлган мутаносиблик коэффициенти) мутаносибликда бўлган бир жинсли ҳажмий генерация ҳосил бўлади.
Заряд ташувчилар концентрацияси n газразряди плазмаси билан биргаликда яримўтказгичга таъсир этиб, мувозанатсизликдаги заряд ташувчиларнинг вақт бўйича ўзгаришини қуйидаги тенглама орқали кўрсатиш мумкин
, (4)
бу ерда F – оптик генерациянинг жадаллиги, τ – мувозантда бўлмаган заряд ташувчиларнинг яшаш вақти. Газ разрядли индаги j токнинг кинетикаси учун E<1/ξητ соҳада қуйидагича ёзиш мумкин
, (5)
E>1/ξητ соҳа учун эса қуйидагича ёзамиз
(6)
Диссертацияда фототокнинг релаксацияси учун формулалар ёрдамида назарий ҳисобланган графиклари келтирилган. Назарий ҳисоблашлардан кўринадики, турғин ҳолатдаги заряд ташувчилар концентрацияси n вақт ўзгаришида илкис ортади ва у ξμE→1/τ бўлган ҳолатда чексизликка интилади. Ушбу шартдан фойдаланиб, ξ коэффициентнинг физик маъносини аниқлаймиз. Плазма оқимининг яримўтказгичга бўладиган таъсирини ҳисобга олиб, қуйидаги белгилашни қиламиз λ = 1/ξ. У холда ξμE→1/τ бўлган шарт учун t = λ/μE = τ ёки λ = μEτ, деб ёза оламиз, шунинг учун, плазма таъсиридаги энг катта қўзғалиш, агар яримўтказгичдаги заряд ташувчиларнинг дрейф силжиши, L_E = μEτ биз белгилаган λ катталикга тенг бўлса, содир бўлади. Бошқача айтганда, электр майдон E кучланганлигининг ортиб боришида заряд ташувчиларнинг яшаш t вақтига мутаносиб бўлган λ узунликда t = τ бўлади. Релаксация графиклари, газ разрядли ячейкада ва икки томони плазма кантактида бўлган, хром билан компенсация қилинган арсенид галлий электродга эга холат учун, тажрибада олинган. Фототок кинетикаси, яъни релаксацион графиклар, иккиёқлама плазма контактли хром билан компенсация қилинган арсенид галлий учун, газ разрядли ячейкада олинди. 4-расмда кучланишнинг ҳар хил қийматлари учун релаксация графиклари келтирилган. Газ разрядли ячейкага ўрнатилган иккита: олтингугурт билан легирланган кремний ва арсенид галлий электродлар орқали ўтадиган токлар учун кучланишнинг ҳар хил тезлигидаги ва ҳар хил қийматли нур қувватидаги вольтампер тавсиф ҳам диссертацияда келтирилган. Арсенид галлийли каскад (ячейка) демпфер вазифасини ўтаса, олтингугурт билан легирланган кремний 90-110 К температурада инфрақизил нурлар учун нурқабулқилгич вазифасини ўтайди.
Ушбу ишдаги эришилган юқори савияли илмий кўрсатгичнинг моҳияти шундан иборатки, биринчи бўлиб, газрязрядли ячейкада, газ разрядини турғин ёнишини таъминлайдиган ва тўлқин узунлик диапазонини 30 микрометр ва ундан узоқроқга силжита оладиган қўшимча демпфирловчи ячейка (каскад) қўлланилди. Шуниси диққатга сазоворки, ўта юпқа газразрядли ячейканинг кириш қисмида қўлланиладиган нурқабулқилгичнинг русуми разрядни барқарорлаштиришда ҳеч қандай роль ўйнамайди. Олиб борилган тажрибалардан маълум бўлмоқдаки, газ разрядли ячейка асосида ИҚ-нурларда тасвир олиш учун сезгир бўлган нанокластерли квант чуқурликга эга яримўтказгичлар ва сиртида нанопленка бўлган кремний нурқабулқилгичлар ҳам қўлланилиши мумкин.
“Арсенид галлий ва кримний яримўтказгичли электродга эга газразрядли ячейкада разряд ёнишининг барқарорлиги тадқиқоти” номли учинчи бобда газразрядли ячейкада разряд ёнишининг барқарорлиги бўйича тадқиқотнинг натижалари келтирилган. Электродлар (нурқабулқилгичлар)нинг турли хил қаршиликларида 100 К ҳароратда платина билан легирланган кремний ва хона ҳароратида арсенид галлий бўлганда разряд ёнишининг турғун соҳалари тузилди. Шуниси диққатга сазаворки, нурқабулқилгичларнинг қаршиликлари уларни нур билан ёритилиши эвазига, газ босимининг ҳар хил қийматларида, ўзгартириб борилди. Ушбу турғунликлар диаграммасидан узилиш токининг чегаравий қийматининг ва ёндириш кучланишининг газ босимига боғлиқлигини графиклари қурилди. 1-расмда электродлар орасидаги масофа d = 30 мкм бўлганда арсенид галлий қаршилигининг уч хил қиймати учун узилиш токи i_ср чегаравий қийматининг ва ёндириш U_заж кучланишининг газ разрядли ячейкадаги газ босимига боғлиқлиги графиклари келтирилган. Ҳудди шундай i_ср(р) ва U_заж(р) боғлиқликлар, газ разрядли ячейкада платина билан легирланган кремний бўлганда, d = 65 мкм ва 100 К параметрлар учун 2-расмда келтирилган.
Ҳажмий бир текис тақсимланган қаршиликнинг мавжудлиги икки муносабатга таъсир кўрсатади: биринчидан, у катоднинг электроди сифатида қўлланиладиган махсус сирт бўлиб, иккиламчи  эмиссиянинг катталигини белгилайди; иккинчидан, разряднинг кўндаланг кесимини ҳар бир нуқтасидаги токнинг ўзгариши (флуктуация)га яримўтказгич сиртнинг бир текис тақсимланган қаршилиги мос келади ва унга дархол муносабат билдиради, яъни флуктуацияни бартараф қилади. Хулоса қилиш мумкинки, агар бир вақтнинг ўзида аниқ бир нуқтада ижобий ток флуктуацияси, бошқа бир нуқтада салбий ток флуктуцияси пайдо бўлса, флуктуацияларни компенсация қилиниши муносабати билан умумий ток қийматига зарар етмайди. Агар ташқи резистор ва разрядли оралиқ ўртасида кучланишнинг тақсимланиши рўй берса, эквипотенциал шароит туғилади ва флуктуациянинг чегараланмаган ўсиши ва барқарорликнинг узилиши рўй беради. Бундан фарқли ўлароқ, тақсимланган қаршилик бўлганда кучланишнинг қайта тақсимланиши бир маромда текисланиб, флуктуация нуқтавий “кузатиб борилади” ва нихоят, тақсимланган қаршилик газразрядли ячейканинг кўндаланг кесим юзаси бўйлаб, ҳар бир нуқтада мувозанатловчи сифатида иштирок этади.
Шундай қилиб, яримўтказгичли электроднинг мавжудлиги разряд ёнишига махсус таъсир этиб, уни Таунсед назариясидаги иккиламчи  эмиссия коэффициенти орқали бошқаради, натижада газ разрядининг ёнишида ташқи ионловчи холатдан мустақил Таунсенд разрядига ўтиш содир бўлади. Умумий холда қуйидаги шартнинг бажарилишида
 (exp(d) - 1) = 1 ёки d = ln(1/ + 1), (7)
ушбу Таунсенд тенгламаси ўринли бўлади
, (8)
бу ерда i – разрядли оралиқдаги ток, i₀ – ташқи ионизатор келтириб чиқарган бошланғич ток,  - ҳажмий ионизацияни тафсивловчи Таунсенд ионизация коэффициенти,  - катоддан хосил бўладиган иккиламчи эмиссиянинг эффектив коэффициенти. Шуни айтиш жоизки, мусбат ионлар таъсирида ҳосил бўладиган фотонлар ва электронлар таъсирида газдаги атомларнинг қўзғалиши натижасида ҳосил бўлган турғунлиги заифлашган атомлар Таyнсенд разрядининг ёнишини таминлайди.
3.1-расмда электродлар оралиғи ўзгармас бўлганда арсенид галлий нурқабулқилгичи учун машхур Пашен U_заж(р) графигига мос экспериментал натижа кўрсатилган. Ушбу графикни метал электродлар орасида ҳаво бўлган холатда олинган стандарт график билан солиштириш шуни кўрсатадики, графикнинг ўзгариши (рd)нинг катта қийматларида ҳам кичик қийматларида ҳам стандарт графикнинг ўзгаришига сифат жихатидан мос келади [9]. Ёндириш кучланишининг минимум ҳолати ҳам стандарт шароитда ўлчанган 300 вольт қийматга тахминан мос келади. Лекин платина билан легирланган кремний электродга эга газ разрядли ячейкадаги график (3.2-расм) стандарт Пашен графигидан миқдор жихатидан катта фарқ қилади. Электродлар оралиғи ўзгармас бўлганда босимнинг 370 Торр қийматидан 30 Торр қийматгача тадқиқот олиб борилган шароитда, ёндириш кучланиши учун графикнинг ўзгариши анча тез бўлиб, 440 вольтгача камаяди холос, шу билан бирга графикда минимумлик ва Пашен графигининг чап шоҳи кузатилмайди. Экспериментдан шу нарса келиб чиқадики, агар графикда минумлик холати бўлса ҳам, у (pd)нинг анча кичик қийматларда кузатилиши мумкин. Яримўтказгичли электродли ячейка асосида олинган натижа яна шу хақда маълумот берадики, электродлар орасидаги масофа жуда кичик (10-100 мкм) бўлганда ёндириш кучланиши электрод материали (яримўтказгич)га, унинг сиртини холатига ва, бизнигча, температурага боғлиқ.
Бу ерда шуни таъкидлаш ўринлики, ҳозирги вақтларгача илмий адабиётларда яримўтказгичли электродга эга бўлган газразрядли ячейкадаги разряднинг турғун ёнадиган соҳаси ҳақида хеч қандай маълумот мавжуд эмас, бу ҳақиқатни ҳисобга олсак, биз томонимиздан олинган натижалар биринчилар қаторидан ўрин олади. Шубҳасиз, нурга сезувчан яримўтказгичли электродга эга газ разрядли ячейка асосидаги ионизацион русумли тасвир ўзгартиргичнинг техникада қўлланилишининг ўзи бунга далил ва исбот бўлади.