Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Теоретическое и экспериментальное исследование формирования газового разряда высокого давления (обзор литературы) 15
1.1. Особенности формирования газового разряда высокого давления 15
1.2. Анизотропия свойств плазмы газового разряда во внешнем продольном магнитном поле 24
1.3. Стадии формирования искрового канала при пробое инертных газов... 27
1.4. Формирование и развитие искрового канала при пробое инертных газов
высокого давления 32
ГЛАВА Экспериментальная установка и методы исследования 36
2.1. Электрическая схема генератора импульсных напряжений до 50 кВ 37
2.2. Методы исследования электротехнических параметров разряда 40
2.3. Получение и измерение импульсных магнитных полей 43
2.4. Методы исследования пространственно-временных характеристик
развития разряда 51
2.5. Спектральная диагностика плазмы газового разряда 55
ГЛАВА III. Электрические характеристики газового разряда во внешнем продольном магнитном поле 59
3.1. Вольт-амперные характеристики газового разряда 59
3.2. Плотность тока разряда. Проводимость плазмы искрового канала во внешнем продольном магнитном поле
3.3. Энерговклад в разряд
ГЛАВА ІV. Пространственно-временное развитие разряда .
4.1. Результаты экспериментального исследования пространственно-временных характеристик с помощью фотоэлектронного регистратора 91
4.2. Результаты экспериментального исследования развития разряда с помощью электро-оптического затвора Керра 98
4.3. Результаты экспериментального исследования геометрических характеристик картин свечения разряда 101
4.4. Общая картина формирования и развития искрового канала 103
ГЛАВА V. Спектральное исследование пробоя инертных
5.1. Исследование спектров излучения газового разряда и определение параметров плазмы 113
5.2. Определение плотности электронов плазмы искрового канала 129
Заключение 139
Литература
- Стадии формирования искрового канала при пробое инертных газов...
- Методы исследования электротехнических параметров разряда
- Плотность тока разряда. Проводимость плазмы искрового канала во внешнем продольном магнитном поле
- Результаты экспериментального исследования развития разряда с помощью электро-оптического затвора Керра
Введение к работе
Актуальность темы диссертации. Внимание специалистов к
электрическим разрядам обусловлено их применением в новейших областях науки и техники.
На основе явления пробоя газов работают различные устройства: быстродействующие коммутаторы тока и напряжения, генераторы импульсных напряжений, лазеры и источники излучений. Исследования в области газовых разрядов во внешнем продольном магнитном поле могут быть использованы при создании коммутаторов газовых лазеров, импульсных источников излучения, при оптимизации режимов плазмохимических реакторов. Исследования разряда в смеси аргона с галогеносодержащими соединениями применяются для создания активной среды в эксиплексных и эксимерных лазерах.
В настоящее время общеприняты следующие механизмы пробоя газов: таунсендовский, стримерный и механизм пробоя для больших значений отношений напряженности поля к давлению (с убеганием электронов).
В последние годы в связи с усовершенствованием экспериментальной техники значительно расширился диапазон исследований пробоя газов высокого давления во внешнем сильном магнитном поле.
Так как инертные газы широко применяются в качестве буферного газа в активных средах газовых и эксимерных лазеров и в лазерах на пеннинговских смесях инертных газов, исследование формирования импульсного пробоя в этих газах является важной задачей, решить которую возможно, изучая физику электрического пробоя газов высокого давления за счет более детальных экспериментальных результатов об основных параметрах и структуре разряда.
Расширяющийся сильноточный искровой канал давно применяется как
импульсный источник излучения в широком диапазоне длин волн. Нарастание
проводимости в искровом канале находит практическое применение в решении
проблемы коммутации больших токов, формировании и развитии
высоковольтных импульсов напряжения, мощных электронных пучков и т.д. В искровом канале за короткое время (~10-7 с) выделяется значительная энергия, что и определяет его расширение, а в сильном магнитном поле эти процессы ускоряются. Поэтому интересен вопрос об эффективности использования таких разрядов в качестве интенсивного источника излучения. Особый интерес представляет исследование излучательных характеристик разряда во внешнем магнитном поле, а именно распространение излучения в продольном и поперечном направлениях относительно направления развития разряда.
Характер протекания высокотемпературных газодинамических процессов и связанных с ними оптических явлений позволяет определить роль различных механизмов, участвующих в переносе энергии в радиальном направлении. Учитывая, что сильное продольное магнитное поле создает упорядоченную структуру, как в газе, так и в его ионизованном состоянии можно предположить, что анизотропия приведет к изменению энергетических, излучательных и временных характеристик разряда.
Анализируя проблемы, существующие в данной области физики, не получившие должного объяснения (к моменту начала данной работы), можно выделить:
-
Локальность экспериментальных данных о механизмах пробоя в коротком межэлектродном пространстве при высоком давлении газа во внешнем продольном магнитном поле. Недостаток надежных экспериментальных данных и отсутствие общего мнения о процессе излучения, качественного и количественного его обоснования.
-
Ограниченность научных работ по исследованию теории процессов, приводящих как к возникновению, так и к нарушению устойчивости плазмы катодной области в газах в перенапряженных межэлектродных пространствах.
-
Разнообразие элементарных процессов, протекающих в объемных разрядах, сложность их экспериментального и теоретического изучения, а также исследование спектрального состава излучения из приэлектродной плазмы, формирующегося в режиме распыления материала вещества электродов.
-
Влияние внешнего критического магнитного поля на энергетические характеристики всех стадий развития разряда, особенно канало-дуговых, рассматриваемых как источник когерентного и некогерентного излучения в УФ и видимой области спектра.
Целью диссертационной работы является экспериментальное
исследование и теоретическое обоснование механизмов формирования и развития газового разряда во внешнем продольном магнитном поле при наличии внешнего ионизатора, создающего концентрацию электронов 106 см-3, при давлениях выше атмосферного. Изучение явления образования и прорастания искрового канала в результате формирования на поверхности электрода (катода) источников термоэлектронной эмиссии. Определение макропараметров (тока и напряжения), микропараметров (температуры и концентрации электронов) и излучательных характеристик разряда во внешнем продольном магнитном поле.
Основные задачи исследования
о Разработка и развитие методов комплексного экспериментального и
теоретического исследования пробоя газов во внешнем магнитном поле.
о Исследование динамики формирования и развития искрового канала
газового пробоя при изменении начальных условий.
о Исследование возможности управления характеристиками сильноточного
газового разряда высокого давления с помощью внешнего сильного
продольного магнитного поля, а именно уменьшение времени формирования и
резкого спада напряжения на промежутке.
о Определение влияния анизотропии, вызванной внешним продольным
критическим магнитным полем, на характеристики газового разряда.
о Изучение оптических и спектральных характеристик плазмы
сильноточного разряда.
о Исследование возможности повышение температуры плазмы, увеличивая
скорость ввода энергии в искровой канал с одновременным уменьшением
потерь на излучение и на его расширение.
Объектом исследования является газовый разряд высокого давления во внешнем магнитном поле напряженностью от 90 до 400 кЭ, который сопровождается формированием искрового канала в межэлектродном промежутке (0,3-1 см) в инертных газах, в широком диапазоне давлений от 760 до 3000 Торр.
Научная новизна исследования
На основе выполненных экспериментальных исследований электрических, оптических и спектральных характеристик импульсного сильноточного разряда высокого давления в инертных газах (Аг, Не) во внешнем сильном магнитном поле, выявлены следующие стадии: распространение лавино-плазменных стримеров — диффузное свечение (тлеющий объемный разряд); образование катодного пятна с дрейфом электронного пучка в усиленном электрическом поле с последующим образованием узкого искрового канала (г~0,1 мм); расширение искрового канала с переходом в квазистационарную дугу (с г >1 мм); деионизация плазмы.
Выявлены закономерности формирования и развития сильноточного разряда при изменении начальных условий (напряжения пробоя, межэлектродного расстояния, давления газа, концентрации затравочных электронов, создаваемых предварительной фотоионизацией промежутка). Показано, что при наличии предварительной фотоионизации газа рождение
электронов происходит в процессе ступенчатой ионизации, а основным каналом гибели электронов является диссоциативная рекомбинация.
Впервые исследовано влияние внешнего продольного магнитного поля на динамику плазмы формирующегося катодного пятна и расширяющегося искрового канала. Показано, что степень влияния на поперечный перенос энергии ионизации плазмы искрового канала определяется градиентом магнитного давления на границе плазма - нейтральный газ.
Обнаружено, что при пробое инертных газов высокого давления во внешнем сильном магнитном поле поперечное излучение из плазмы уменьшается почти в 2 раза, а излучение в продольном направлении увеличивается (анизотропия излучения прозрачной плазмы вдоль и поперек разряда).
Впервые исследовано влияние внешнего продольного магнитного поля на спектральные характеристики искрового канала. С ростом напряженности магнитного поля максимум спектральной плотности непрерывного излучения перемещается в область спектра коротких длин волн.
Экспериментально показана возможность управления характеристиками сильноточного газового разряда высокого давления с помощью внешнего сильного продольного магнитного поля, а именно уменьшение времени формирования и резкого спада напряжения на промежутке.
Показано, что в продольном магнитном поле можно повысить температуру, увеличивая скорость ввода энергии в искровой канал с одновременным уменьшением потерь на излучение и на расширение канала.
Научная и практическая значимость
Результаты, приведенные в работе, важны для понимания механизмов развития разряда высокого давления и будут способствовать дальнейшему развитию физических представлений о процессах, протекающих в разряде.
С практической точки зрения, полученные новые закономерности и сделанные выводы интересны тем, что позволяют выявить возможности построения источников изучения в УФ и в видимой областях спектра.
Результаты по изучению нарастания проводимости в искровом канале могут использоваться в решении проблемы коммутации больших токов, формировании высоковольтных импульсов напряжения и мощных электронных пучков.
Результаты по формированию сильноточного диффузного разряда могут быть использованы в оптимизации параметров газовых лазеров.
Результаты по исследованию эффективности фотоионизации и кинетики ионов в фотоплазме могут использоваться для улучшения систем инициирования газовых ОКГ.
Результаты исследования влияния продольного магнитного поля на спектральные характеристики разряда указывают на возможность создания импульсных источников излучения с регулируемым спектральным составом.
Основные положения, выносимые на защиту
Концентрация электронов, скорость прорастания и расширения искрового канала зависят от величины напряженности внешнего магнитного поля.
Максимум спектральной плотности непрерывного излучения смещается в область коротких длин волн, что соответствует росту температуры плазмы искрового канала во внешнем магнитном поле.
Температуру плазмы в малых объемах во внешнем сильном магнитном поле можно повысить, увеличивая скорость ввода энергии в искровой канал с одновременным уменьшением скорости его расширения и потерями на излучение.
Спектральный состав излучения плазмы искрового канала зависит от напряженности внешнего магнитного поля, степень влияния которого определяется скоростью расширения искрового канала, которая в свою очередь является функцией скорости ввода энергии.
Интегральная интенсивность излучения плазмы импульсного сильноточного разряда в инертных газах растет в продольном направлении относительно оси разряда во внешнем сильном магнитном поле, а излучение поперек разряда уменьшается.
Личный вклад автора. Все результаты, приведенные в данной работе, были получены автором лично или при его непосредственном участии.
Апробация работы. Результаты докладывались на следующих конференциях: Международной конференции (ФИРКС, Украина, г. Николаев, 2009); Всероссийской научной конференции молодых ученых (ВНКСФ, г. Ижевск, 2015); VI International Conference “Plasma Physics and Plasma Technology” (Minsk, Belarus, 2009); XXXVI, XLI, XLIII Международной конференции по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу (Звенигород, 2009, 2013, 2016); Актуальные вопросы в научной работе и образовательной деятельности (Тамбов, 2015); Международной научно-практической конференции (Стерлитамак, 2015, 2016), а также на научных семинарах ДГУ.
Публикации. По материалам диссертации опубликовано 30 работ. Из них 9 статей в журналах, входящих в Перечень ВАК, тезисов и докладов в материалах конференций 21.
Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, пяти глав и заключения; содержит 152 стр., включая 47 рисунков и 11 таблиц. Список цитируемой литературы насчитывает 100 наименований.
Стадии формирования искрового канала при пробое инертных газов...
С помощью высокочувствительного фотоэлектронного преобразователя [24], было обнаружено, что после начала роста тока разряда возникают светящиеся фронты (три фронта). Первый светящийся фронт начинается у катода и направляется к аноду со скоростью 2-Ю8 см/с и он же инициирует следующий фронт, который направляется к катоду со сравнимой скоростью. На этой стадии темное пространство постепенно исчезает и к аноду движется третий фронт. После появления этих волн на поверхности электрода образуется яркое катодное пятно, при этом величина тока возрастает до 150 А. При достижении катодным пятном определенной степени развития, возникает свечение замыкающее электроды. Во время этого ток достигает значений тока дуги. Сравнение оптической картины с осциллограммами тока позволяет оценивать плотность заряженных частиц на определенных стадиях. Во временном интервале 0-540 не в межэлектродном промежутке протекает ток электронных лавин. Конкретный вид разряда внешне характеризуется менее интенсивным свечением межэлектродного пространства [25]. Плотность электронов и ионов при завершении данной стадии составляет менее 1011 см-3. А на стадии распространения ионизационных фронтов плотность электронов становится 10 см- .
В зависимости от вводимой в разряд энергии может произойти переход к интенсивной канальной стадии, после формирования катодного пятна [19].
Экспериментальное исследование процесса формирования и развития искрового канала в водороде [26] выявило, что начальные фазы разряда могут быть описаны таунсендовским механизмом.
Анализ вышеизложенного указывает на то, что двухступенчатый спад напряжения наблюдается при маленьких перенапряжениях. Первой ступени соответствует формирование диффузного свечения с характерной для тлеющего разряда структурой, фарадеевым темным пространством и диффузным положительным столбом. Второй ступени напряжения - образование на катоде источника интенсивной термоэлектронной эмиссии (катодного пятна) и прорастание канала. При увеличении перенапряжения, как известно, пробой происходит по стримерному механизму. Основным критерием стримерных пробоев является соотношение ead Л/кр. (1.1) Условие (1.1) характеризует состояние лавины, когда число ионов в ней больше некоторого критического, поле в промежутке искажается пространственным зарядом головки лавины [27].
Когда электронов в лавине становится Л/кр, то её характеризуют следующие признаки: поле внутри лавины становится сравнимым с внешним полем, она начинает излучать достаточное число ионизирующих фотонов и в усиленном поле лавины быстро распространяется слабопроводящее образование в сторону анода и катода. Несмотря на эти признаки, будет протекать стримерный разряд [27, 28].
Критические перенапряжения для различных значений pd в воздухе приведены в работе [29]. Можно привести другой вид условия стримерного пробоя: хкр d, (1.2) здесь хкр является функцией отношения Е/р , а величина хкр- расстояние, пройденное лавиной до перехода в критическое состояние. Время формирования лавины до критической плотности электронов и времени распространения стримера. Вторая составляющая намного меньше, чем первая, поэтому [30] Тф « lnNKV/av_, (1.3) где а - первый ионизационный коэффициент, v_ - дрейфовая скорость электрона. Бабич Л.П., Лозанский Э.Д., Никандров Д.С., Цендин Л.Д. и др. [31-34] связывали формирование искрового канала с образованием катодного пятна. Как только стример подходит к катоду в результате автоэлектронной эмиссии в усиленном поле образуется катодное пятно - обильный источник электронов и от катода к аноду пробегает волна отрицательного напряжения, оставляя за собой сильно ионизированный канал. Очевидно, расхождения в данных различных авторов объясняются различной чувствительностью применяемой аппаратуры. Принимая во внимание тот факт, что плотность частиц в стримерном канале соответствует плотности электронов в лавине критического размера, то пе « ЗЛ/кр/4тггл3 « 1012 - 1013 см"3. Оценивая данное выражение, предполагалось, число электронов в лавине составляет Л/кр 10 и радиус лавины гл 10" см [27]. Дрейфовая скорость кр электронов при характерных значениях Е/р составляет v_ «107 см/с. Таким образом, для тока стримера запишем выражение Is = nr enev_ 10 2A. В канале на последующих стадиях нарастание проводимости определяет спад напряжения на промежутке, так как сопротивление стримерного канала составляет 105 Ом. Большие значения тока (10 А) относятся не к стримеру, а лидерному каналу [16].
Изучение спектральных характеристик стримерного разряда в N2 [35] показало, что температура на оси канала достигает значения 5-104-6 104 К, спустя 1,5 мкс она уменьшается до 3-104 К вследствие радиального расширения канала и недостатка подвода энергии. Совпадение температуры, полученной из интенсивностей различных линий, свидетельствует о наличии локального термодинамического равновесия, которое устанавливается в условиях эксперимента через 200 не после подачи импульса напряжения. Предразрядный канал переходит в искровой при токе 10 А.
В условиях интенсивной предварительной ионизации в разрядном промежутке формируется объемный разряд, который спустя некоторое время переходит в резко неоднородный по радиусу искровой канал [36, 37].
Методы исследования электротехнических параметров разряда
Осциллографированием сигнала с делителей R3, R4 или с емкостного делителя при помощи осциллографов ОК - 21, С8 - 14 высчитывали напряжение на исследуемом промежутке. Используемый метод с учетом промежуточных процессов в измерительном тракте обеспечивает разрешение по времени в 5 не. Волновому сопротивлению передающего кабеля соответствовало сопротивление R4, с которого снималось напряжение (100 Ом для осциллографа ОК - 21 и 50 Ом для осциллографа С8 - 14).
Различные методики применялись при фиксировании разрядного тока на определенных стадиях. Малые предпробойные токи (10" - 10" А) измерялись осциллографированием сигнала с шунта малой индуктивности R5 = 1-10 Ом, с применением для защиты усилителя осциллографа С1 - 75 диодного ограничителя, схема которого представлена на рис. 2.1в. Широкополосный усилитель С1 - 75 (до 250 МГц) позволял регистрировать токи, начиная с 10" А, с временным разрешением 4 не. На стадиях сильных токов применялся пояс Роговского. При расчете и выборе конструкции пояса Роговского (трансформатора тока с пассивной интегрирующей RL цепочкой (на рис. 2.1а)), предусматривается выполнение условия интегрирования. Для минимизации амплитудных и фазовых искажений в измеряемом токе, необходимо чтобы выполнилось неравенство L V 1-і I iiii vs KAJ і—і .
Например, один из поясов с параметрами: индуктивность L = 3-10" Гн, сопротивление пояса Rn= 0,08 Ом, число витков N = 200, сопротивление шунта RU1= 5 Ом. При од =7-10 Гц условие интегрирования выполняется с достаточным запасом. Сигнал с пояса Роговского подавался на пластины осциллографа ОК- 21. Временное разрешение, при использовании данной методики измерения тока, составляло 5нс.
Осциллограммы тока и напряжения снимались на высокочувствительную (1000 - 3000 ед. ГОСТа 0,85) аэрофотопленку «изопанхром» (тип 29) и на пленку РФ - 3.
По формуле для напряжения, измеряемого делителем, оценивалась погрешность измерения высокого напряжения Те- электронная температура в градусах К, 1пА- кулоновский логарифм, который обычно принимают равным 10 - 15, z- заряд иона. По известному сопротивлению искрового канала рассчитывалась проводимость плазмы. Формула Спитцера (2.7) используется тогда, если частота электрон-ионных столкновений гораздо больше частоты электрон-атомных соударений vei » vea. При сопоставлении формул для частот различных соударений [63] vei nelnAe4 ґоктл V Tim ) У еа аЩ ea ґ8кТ\2 \nmj м находим, что выражение (2.7) справедливо при (2.8) Пе : ттеЧпЛ где Sea- сечение упругого соударения электрона с атомом, пе- концентрация электронов. При вычислении температуры через проводимость максимальная погрешность равна30%.
Концентрация затравочных электронов, которые возникают после фотоионизации газового промежутка, определялась по измеренному току в цепи, когда напряжение на промежутке постоянно (100 - 500 В). Разрядный ток определяется по осциллограмме напряжения, снимаемой с сопротивления (1-10 кОм), которое последовательно соединено с промежутком. Средняя плотность тока и концентрация электронов рассчитывались по известному сечению электродов.
Основным условием соответствия измеряемого тока и плотности фотоэлектронов является отсутствие ионизационного размножения, поскольку ограничивает величину прикладываемого напряжения именно это условие. Затем после вспышки УФ излучения ток в цепи течет за время t = d/v_ 10-5 с, а с другой стороны переходные процессы длятся в течение времени т СэД 10-7 с (Сэ- емкость промежутка). Таким образом, d/v_ » C3R и ток в цепи соответствовал концентрации электронов приходящих на анод.
На основании этих измерений был сделан вывод о том, что в промежутке создается концентрация электронов пе0 10 -10 см .
Анизотропия, обусловленная влиянием внешнего продольного магнитного поля на параметры газового разряда, определяется действием его на: радиальное перемещение заряженных частиц; ориентацию магнитных моментов ионов и атомов, что дает возможность определить механизмы ответственные за расширение и прорастание искрового канала; изменение интенсивности спектральных характеристик; поляризацию излучения. Магнитное поле получали разрядом батареи конденсаторов через соленоид, в котором располагался разрядный промежуток. Параметры системы емкостной накопитель - соленоид подбирались по требованиям, предъявляемым к величине и характерному периоду изменения магнитного поля, т.е. период колебания поля должен быть гораздо больше продолжительности исследуемых этапов пробоя промежутка. Существенное влияние на плазму, относительно величины напряженности магнитного поля, оказывается при выполнении условия vea « а)л (vea- частота соударений электрона с атомами, & л- ларморовская частота электрона). Сравнивая частоты получим
Конструкция и тип соленоида подбирались, исходя из требований к величине магнитного поля, механической прочности, простоты конструкции.
Схема, представленная на рис. 2.2 поясняет принцип работы генератора импульсных токов для питания соленоида. Через сопротивление R]3 (300 кОм) заряжается батарея конденсаторовС0 общей емкостью 1800 мкФ и индуктивностью Lc = 5-10-8 Гн с рабочим напряжением 5 кВ. При срабатывании разрядника S4 емкость С начинает разряжаться через соленоид L0. По джиг разрядника S4 осуществлялся подачей высоковольтного импульса напряжением 8 кВ с катодной цепи тиратрона Л2 типа ТГИ 2 - 400/16, который запускался от генератора задержанных импульсов ГИ - 1. Этим же генератором с требуемой задержкой запускались и остальные схемы установки.
Плотность тока разряда. Проводимость плазмы искрового канала во внешнем продольном магнитном поле
Через 200 не после подачи импульса напряжения [/пр =7,4 кВ начинает регистрироваться ток, который спустя 60 -70 не достигает значения 15 мА. За первые 200 не ток фактически не возрастает. И только после 60 - 70 не возрастает со скоростью 4-Ю6 А/с, следовательно скорость увеличения тока резко растет. Начало роста тока по времени соотносится с появлением свечения у поверхности анода, а переход к более резкому росту - с формированием катодного пятна.
Продолжительность стадии малых токов, соответствует генерации лавин, сильно зависит от приложенного напряжения. При [/пр =7 кВ (Е/р =9,21 В/см Торр) тм =420 не, а при (Упр =7,4 кВ (Е/р =9,74 В/см Торр) тм =200 не.
Начало резкого спада напряжения соответствует переходу к резкому росту тока. С увеличением пробойного напряжения ((Упр /кр), за 100 не до резкого спада напряжения появляется ток, регистрируемый аппаратурой. До значения 10 мА разрядный ток растет начиная с 20 не, затем его рост замедляется и при значениях 40 - 50 мА наблюдается переход к резкому росту тока (Е/р =11,8 В/см Торр).
Сопоставление осциллограмм тока с картинами свечения показало, что начальный рост тока соответствует распространению стримеров, а переход к резкому росту тока - появлению яркого свечения на катоде (формированию катодного пятна, источника термоэлектронной эмиссии). Спад напряжения на промежутке в условиях эксперимента начинается после замыкания промежутка стримером. Время формирования при Е/р =11,8 В/см Торр равно 230 не, а вычисленное по формуле (1.3) - 160 не. Таким образом, нельзя пренебрегать интервалом времени от замыкания промежутка стримером до начала спада напряжения, поскольку он составляет около 30% времени формирования.
Следовательно, для вычисления времен формирования пробоя в инертных газах (например, в аргоне) необходимо учитывать интервал времени, в течение которого в результате распространения ионизационных фронтов происходит нарастание проводимости и образование яркого свечения и катодных пятен тп. Тогда для времени формирования получим Тф = lnNKV/av_ + тп. (3.1) Стадия медленного роста тока соответствует времени перераспределения потенциала и формированию ионизационных фронтов в момент замыкания межэлектродного зазора стримерами. Пока распространяющиеся стримеры не замкнули промежуток, большая часть падения потенциала приходится на прикатодную и прианодную части разряда, а с замыканием промежутка приложенное напряжение перераспределяется вдоль канала, за исключением малой части, которая падает на приэлектродные области. В аргоне форма падения напряжения при таунсендовском и стримерном механизмах пробоя в отличие от воздуха 22] одинаковая (спад напряжения происходит в одну ступеньку). При пробое предварительно ионизованного газа кривая роста тока имеет такой же вид, как и при таунсендовском разряде. По времени начальный рост тока соответствует появлению свечений у анода, а переход к резкому росту -образованию катодного пятна и диффузного канала. По характерной кривой роста тока время формирования можно представить в виде ТФ ті + тл, (3.2) где тл- длительность стадий лавинных генераций, тг- стадия медленного роста тока (формирование тлеющего свечения и катодного пятна). На рис. 3.6 показана зависимость времени формирования от прикладываемого напряжения, на котором для сравнения показана кривая, характеризующая время пролета промежутка электроном. Если напряжение пробоя больше 7,7 кВ, то время пролета промежутка электроном меньше, чем время формирования. Соответственно при (Упр 7,7 кВ процессы на катоде в формировании разряда участия не принимают.
При импульсном пробое аргона ступенчатость провала напряжения от Unp до Uд проявляется очень слабо, поэтому рассматриваются временные характеристики пробоя. На рис. 3.7 представлена зависимость тС11 от Е.
В таблицах 3.1 и 3.2 сведены результаты, характеризующие зависимость времени резкого спада и напряжения горения квазистационарной дуги от напряженности внешнего магнитного поля Н при импульсном пробое аргона. Обнаружено, уменьшение времени резкого спада тсп на 20-25% с одновременным ростом напряжения дуги UR почти на 100%, при повышении напряженности магнитного поля Н до 200 кЭ. Эти результаты свидетельствуют об ускорении перехода канала в дугу под действием внешнего продольного магнитного поля, причем этот переход происходит при более высоких напряжениях.
Результаты экспериментального исследования развития разряда с помощью электро-оптического затвора Керра
Исследование развития разряда в пространстве и во времени производилось фотографирование тела свечения с помощью ЭОЗ Керра [62, 81-83] с временем экспозиции 40 не. Спектральный диапазон, в котором фиксировалось излучение разряда, определяется кривой спектральной чувствительности фотопленки «изопанхром» и областью пропускания ЭОЗ. Этот диапазон составлял примерно 450 - 700нм, съемка с помощью ЭОЗ обладает следующими преимуществами: простота, высокая помехоустойчивость (это очень важно при исследованиях в сильном магнитном поле). Вместе с тем ЭОЗ обладает недостатками: низкий коэффициент пропускания, узкая спектральная область, необходимость подавать для его открытия импульсов высокого напряжения. Фотографии развития разряда при различных условиях представлены на рис. 4.4: а) при W = 25%, Я = 0; б) W = 100%, Н = 0; в) W = 100%, Н = 140 кЭ (р = 2280 Торр, d =0,3 см).
При подаче импульса напряжения на предварительно ионизованный промежуток по истечению времени 200-220 не у катода появляется светящаяся точка (рис. 3.3а, фото 1). По времени, появление катодного пятна соответствует началу резкого роста тока. Пространство между анодом и пятном заполнено конусовидным свечением (фото 1). По мере развития пятна, яркость его центральной части увеличивается, и диффузный столб над пятном стягивается в узкий канал и примерно через 20 - 25 не после образования катодного пятна, появляется анодное пятно (фото 2). С катода прорастает яркий канал, который замыкает разрядный промежуток. При малых перенапряжениях скорость прорастания канала становится 107 см/с. Прорастающий канал имеет конусовидную форму с вершиной к аноду (фото 2, 3). По мере роста канала скорость его движения уменьшается. Радиус канала составляет 0,01 см.
На фотографиях 4-6 показан расширяющийся канал. Скорость расширения на начальной стадии равна 2,5-105 см/с. Продольное магнитное поле немного ускоряет формирование искрового канала. Так, например, магнитное поле Н = 140 кЭ уменьшает время перекрытия промежутка искровым каналом на 20 не. Уменьшается скорость расширения канала в магнитном поле. На рис. 4.5 представлена зависимость радиуса искрового канала от времени для некоторых значений напряженности магнитного поля.
С увеличением перенапряжения (рис. 4.46, W =100%) картина формирования канала меняется. В начале роста тока также появляется яркая точка на катоде и привязанное к ней и расширяющееся к аноду диффузное свечение, диаметр яркого свечения на катоде больше (0,02 см). В некоторых случаях формируются несколько отдельных пятен.
Через 60 - 70 не на аноде появляются анодные точки; к этому моменту катодное свечение увеличивается в диаметре, возрастает также диаметр диффузного канала (фото 2). Катодное свечение принимает форму факела, а на аноде можно различить отдельные пятна.
В дальнейшем, в отличие от случая малых перенапряжений, происходит не быстрое замыкание разрядного промежутка, а расширение катодного факела и диффузного канала со скоростью 105 см/с. Яркое свечение с катода распространяется в сторону анода со скоростью 10 см/с (рис. 4.46, фото 3- 5). Аналогичное свечение прорастает и с анода вглубь промежутка, но с более медленной скоростью. По мере движения этих фронтов яркость канала в промежутке возрастает и до замыкания промежутка прорастающими свечениями формируется однородный канал широкого диаметра 0,05 -0,1 см. Таким образом, с ростом перенапряжения скорость прорастания искрового канала уменьшается, а образовавшийся канал имеет большой диаметр (рис. 4.46, 4.6).