在一般的情況下，氣體是良好的絕緣體。然而當氣體放電時，電流流過氣體媒質，氣體就變成了良導體。在日常生活中，夏天雷雨時的閃電就是在大氣中的放電。
1.2.1氣體放電的伏-安特性
若在具有一對金屬電極的低氣壓氣體放電管兩端加上足夠高的電壓，則在放電管內將有電流流過。隨著電流密度的增加，可觀察到許多有趣的現象，這就是氣體放電現象。
由圖可見，當在放電管兩端所加的電壓較低時，在放電空間因剩餘電離而產生的原始電子在電場的加速下向正電極（陽極）運動，形成飽和電流，AB段所示。如果逐步增加電壓，當電子從電場獲得的動能大於氣體原子的電離能時，將發生電離碰撞，產生更多的電子。電離碰撞所產生的新電子又將繼續上述過程。這樣一來，電子數將迅猛地倍增，直到它們到達陽極為止。這個過程被稱為是電子的雪崩。BC段所示，此區域被稱為湯生放電區域。在電子雪崩的過程中，每產生一個電子同時就產生一個正離子，這些離子受電場的加速而撞向負電極（陰極）。由於正離子的轟擊，金屬陰極中的電子將得到能量而逸出，產生二次電子發射。二次電子和原始電子一起向陽極運動，將產生更為強烈的電子倍增。當外加電壓上升到C點以上時，從C點到D點，電流可增大約106倍，而與此相應的電壓卻幾乎不變。這種特變性的過渡被稱為是氣體的擊穿，與C點相應的電壓被稱為是擊穿電壓，此點被稱為是電流擊穿點。擊穿發生後，陰極發射的每個電子通過放電本身都能使陰極發出不止一個的新電子，放電可靠自身來維持，不再需要原始電子。此時，放電被稱為是自持放電，放電電流也不再是間歇性的了。若進一步增加放電電流，放電管兩端的電壓反而下降，並伴有輝光輻射出現。此時，放電過渡到正常輝光放電區域，EF段區域，D點被稱為是電壓擊穿點，DE段是過渡區。若再進一步增加電流，放電電流又隨放電電壓指數式增加，管電壓也上升，放電進入反常輝光放電區域，FG段所示。從電壓最大值G點開始，放電從反常輝光放電進入弧光放電區域。此時，電壓大大下降，GHI段所示。這裏，GH段為輝弧過渡區，HI段為弧光放電區。發生從反常輝光放電到弧光放電過渡的條件是陰極通過正離子轟擊而被局部地加熱到能產生大量熱電子發射的高溫。
1.2.2氣體的擊穿
1.2.2.1湯生電流擊穿理論
如前節所述，在湯生放電區域內，當施加在放電管兩端電極上的電壓V增加時，電流隨即迅速地增加；當電壓增加到V=Vb時，電流擊穿發生。此時相應於擊穿電壓Vb的電流Ib就是擊穿電流。要使放電器件擊穿，最基本的條件就是放電電流大於擊穿電流。
Io為初始電子對電流的貢獻，η為湯生第一係數，外加電場增強時，湯生第一係數η增大；Vo為修正常數，它和氣體的電離電位及使帶電粒子損失的消電離過程有關。
很清楚，隻要提高放電管兩端的外加電壓V，提高Io，增大η，降低Vo，這就可使I≥Ib的條件滿足，使氣體的擊穿發生。
1.2.2.2帕邢定律
帕邢發現，擊穿電壓Vb隨管內氣壓p和電極距d的乘積pd而變化，並不分別隨p和d的數值變化。Vb隨pd變化的規律被稱為帕邢定律。由圖可見，曲線在某一pd值時，Vb有極小值。
由湯生放電理論可以定性解釋帕邢定律：由1.2.1節可知，氣體的擊穿完全是由在放電空間所產生的電離數所決定的，在其它條件不變時，氣壓和極距的變化都會影響在兩極間所發生的電離碰撞數目。隻要兩者的乘積不變，不管它們各自如何變化，兩極間所發生的電離碰撞總數不會改變，於是，擊穿電壓也將保持不變。
曲線的極小值可解釋如下：若氣壓p固定，當極間距d很短時，電子在放電空間經很少幾次碰撞就打上陽極而消失，電離數太少；當極間距d很長時，電場強度下降，電子在連續兩次碰撞間從電場獲得的能量下降，再加上碰撞次數太多，電子經彈性碰撞而損失的能量增加，故電離數也極少。在這兩個極端的情況下，電離幾率都較小。為使氣體擊穿，都要求增加電場（增加極間電壓），以達到足夠的電離數。顯然，在這兩個極端值之間，存在某一極間距d，在此pd下，擊穿電壓最低，Vb有極小值。
為使氣體放電器件易於擊穿，對於電極間距離長的器件，要求充入氣體的氣壓要低；對於電極間距短的器件，要求充入氣體的氣壓要高些。
1.2.3正常輝光放電
輝光放電是一種穩定的自持放電，它包括正常輝光放電和反常輝光放電，分別對應中伏-安特性曲線上的EF段和FG段。本處隻討論常用的正常輝光放電，不討論反常輝光放電。
正常輝光放電以幾個明暗交替區域的出現及恒定的極間電位差為特征。顯示了一個正常輝光放電管電極間的明暗交替發光區域及與這些區域相應的電位分布。
1.2.3.1正常輝光放電的陰極區
區域Ⅰ由阿斯頓暗區、陰極輝區和陰極暗區組成。電子在陰極暗區中受到電場的加速而產生強烈的電離碰撞。在陰極暗區和區域Ⅱ負輝區之間的邊界處產生了較多的正離子空間電荷，形成了強的空間電荷場，從而在陰極和負輝區的邊界處之間產生很高的電位差。區域Ⅰ被稱為是陰極電位降區，在陰極位降區的電位降落稱為是陰極位降，它占了管壓降的絕大部分。通常，陰極位降值Vc約為幾十伏到幾百伏，其具體數值由陰極材料、氣體種類和成分，以及放電形式等決定。在陰極位降區，正空間電荷場使正離子加速轟擊陰極，使陰極產生足夠的二次電子發射，以維持放電。因此，其它區可以不出現，陰極區是放電必不可少的區域。緊接陰極位降區後麵的是負輝區Ⅱ和法拉第暗區Ⅲ。在負輝區中，電子因和正離子複合而發出明亮輝光；在法拉第暗區中，因電子動能小，很少產生激發和電離，發光微弱。
1.2.3.2正常輝光放電的正柱區
緊接著法拉第暗區的是均勻發光的正柱區Ⅳ。由於電流較小，電子和正離子迅速地向管壁擴散，故放電充滿整個放電空間。在正常輝光放電的正柱中，電子是放電電流的主要承載者，而正離子隻起著中和電子空間電荷的作用。電子和離子的濃度很高，達1010～1012/cm3，而且兩者相等，故稱其為等離子區。正柱區的軸向電位梯度較小，每厘米幾伏的量級，這是由於等離子體必須維持電中性的結果。然而，這電位梯度又必須足夠高，以使單位長度上新產生的電子數和離子數能夠補償擴散到管壁的損失數。正柱區的低的電場強度和均勻的外觀說明，電離並非起因於電子在電場方向的遷移速度，而是起因於它們在電場中獲得的動能。
（1）電子溫度和氣體溫度
在正常輝光放電的正柱中，電子可從電場得到能量，故電場強度越強，電子溫度越高。電子溫度Te可達幾萬度，而正離子和氣體原子的溫度僅比環境溫度略高些。
當放電管的半徑減小時，由於擴散途徑變短，電子和離子經由雙極性擴散跑到管壁處的複合損失增加，此時，要求放電通過電離碰撞產生更多的帶電粒子數，以補償損失數的增加。於是，電場強度上升，電子溫度增加。
與此相同，若氣體的氣壓降低，則μi增加，由式（1-11），雙極性擴散係數Da將增大，於是，雙極性擴散而導致的帶電粒子的損失將增大。於是，放電的電場強度將增加，以促使更多電離的產生。於是，電子溫度上升。
（2）正柱的輻射
正柱中的原子受到激發後，處於激發態的原子是不穩定的，在很短的時間間隔（約10-8s）後，將自發地返回能量較低的狀態。當電子從激發態n（激發電位為Vn）自發躍遷回激發態m（激發電位為Vm）時，原子將以輻射的形式釋放出相應於兩能級電位差ΔV=Vn-Vm的能量E=eΔV。若波長的單位為nm，電位的單位為V，則從高激發能級n躍遷到低激發能級m所輻射的波長λ為λΔV=1239。由於氣壓較低，相鄰原子和帶電粒子兩者與輻射原子之間的相互作用小到可忽略，因此，所釋出的輻射是大量獨立原子輻射。事實上，低氣壓輝光放電所輻射的光譜是線光譜。
1.2.3.3正柱區內放電理論分析
在低氣壓放電的正柱中，正離子和電子的濃度近似相等（ne=ni=1014～1016/m3），正離子和電子的平均自由程比放電管半徑小很多，帶電粒子向管壁的運動由雙極性擴散所決定。此時，可認為放電正柱處於擴散模式。由蕭脫基（Schottky）擴散理論，可以得到如下一些結果。
（1）正柱中帶電粒子濃度的徑向分布
在低氣壓放電的正柱中，帶電粒子的產生機構為電子和原子的電離碰撞；帶電粒子的損失機構為電子和離子通過雙極性擴散在管壁處的複合（因氣壓低，忽略電子和離子在放電空間的體積複合）。
（2）電子溫度Te與pR的關係
由蕭脫基擴散理論，可以導得式中，e為電子電荷，Vi為電離電位，k為玻耳茲曼常數，c為常數。c2=aVi/μip。
由式可見，Te/Vi和cpR成反比。當pR值較大時，通過擴散損失的電荷數少了，因此，放電不必產生pR值較小時那麼多的帶電粒子，因此，放電的Te下降。
（3）縱向電場強度E
由在正柱中帶電粒子能量得失的平衡方程，可以導得正柱縱向電場強度E，δ為一個電子在一次彈性碰撞中平均能量損失的百分比，λe為電子的平均自由程。