Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I Импульсные объемные разряды (способы зажигания, проблема контракции) 13
I Многоэлектронное инициирование как основное условие получения объемной стадии при импульсном пробое газа 13
2 Способ зажигания разряда с внешней ионизацией газа электронным пучком. Классификация разрядов 26
3 Неустойчивости протекания тока в столбе разряда при высоком давлении 33
4 Экспериментальные наблюдения перехода от объемной стадии горения к канальной. 40
5 Основные задачи исследований 48
ГЛАВА II Экспериментальная аппаратура и методика 51
I Общие схемы зажигания разряда, и методики применяемые при исследовании 51
2 Аппаратура для исследования разряда в наносекундном диапазоне 54
3 Установки для исследования разряда, инициируемого электронным пучком 61
4 Установки для исследования разряда поддерживаемого пучком быстрых электронов. 66
ГЛАВА III Катодный слой объемного разряда и его роль в инициировании процесса контракции 72
I Введение 72
2 Законы подобия в катодном слое стационарного тлеющего разряда 74
3 Особенности слоя прикатодного падения потенциала в импульсном режиме 85
4 Катодная область разряда с внешней ионизацией 91
5 Взрывоэмиссионная модель возникновения катодного пятна и электрические поля не
обходимые для микровзрыва 96
б Дополнительные факторы,способствующие повышению электрического поля на электродах 102
ГЛАВА ІV Устойчивость объемного горения наносе кундных разрядов
I Формирование наносекундного объемного разряда
2 Общая картина перехода от объемного разряда к искровому 121
3 Экспериментальные наблюдения формирования катодных пятен 128
4 Предотвращение возникновения катодных пятен и предельные энергетические пара метры разряда 135
5 Стадия прорастания высокопроводящего искрового канала 140
6 Модель прорастания канала в наносекундном объемном разряде 145
ГЛАВА V Контракция разряда с внешней ионизацией газа пучком быстрых электронов 153
I Переход объемного разряда в искровой 153
2 Катодные пятна при малых плотностях тока разряда 164
3 Стадия прорастания искрового канала и ее связь с функционированием катодного пят
на 178
4 Особенности горения пятен для глубоко под нормальных плотностей тока 187
ГЛАВА VІ Объемные разряды при неравномерном распределении электрического поля в столбе 195
I Введение 195
2 Метод упрощенного построения кривых потерь энергии быстрых электронов в газе. 197
3 Разряд при неравномерной ионизации газа электронным пучком 207
4 Развитие разряда в неоднородном поле, обусловленном конфигурацией электродов. 214
5 Неравномерность поля в столбе,обусловленная развитием прилипательной неустойчивости 222
ГЛАВА VII Особенности контракции объемных разрядов в смесях благородных газов с галогеносодержащими соединениями 238
I Переход от несамостоятельного разряда с внешней ионизацией газа электронным пучком к разряду с ионизационным размножением 238
2 Сильноточный диффузный разряд со взрыв эмиссионными процессами на катоде 246
3 Контракция объемного разряда ,формируемого при пробое перенапряженных промежутков и многоэлектронном инициировании 264
4 Сопоставление динамики перехода самостоятельного объемного разряда в искровой в азоте и аргоне 268
5 Результаты спектроскопических измерений параметров плазмы сильноточного диффузного разряда 279
ГЛАВА VIII Вопросы согласования газоразрядной плазмы с электрической схемой питания 291
I Типичные проблемы, возникающие при решении задачи согласования 291
2 Передача энергии от накопителя к разряду в несамостоятельном режиме горения 292
3 Ввод энергии в газ в разряде с ионизационным размножением 296
4 Формирование импульсов при использовании коммутирующих элементов на основе несамостоятельного разряда 304
5 Формирование импульсов в схемах с индуктивным накоплением энергии 307
Заключение 319
Литература 324
- Многоэлектронное инициирование как основное условие получения объемной стадии при импульсном пробое газа
- Общие схемы зажигания разряда, и методики применяемые при исследовании
- Законы подобия в катодном слое стационарного тлеющего разряда
- Формирование наносекундного объемного разряда
- Катодные пятна при малых плотностях тока разряда
Многоэлектронное инициирование как основное условие получения объемной стадии при импульсном пробое газа
Обычно в физических исследованиях по импульсному пробою газов применяют прямоугольные импульсы напряжения [I]. Эквивалентная схема электрической цепи для этого случая и соответствующие осциллограммы тока и напряжения представлены на рис.1.1. В течение времени запаздывания пробоя to сопротивление газоразрядного промежутка намного превышает внутреннее сопротивление генератора о ,и к зазору приложена разность потенциалов U0 . Затем при резком росте тока происходит уменьшение напряжения на зазоре. Время роста тока от уровня 0,1 U0/P до 0,9 U0U иногда называют временем коммутации.
Использование импульсов с крутыми фронтами позволяет при кладывать к промежутку напряжение,превышающее статическое пробивное Unp . Это превышение характеризуется коэффициентом перенапряжения нп = [ U0 - Unp)/ Unp В зависимости от величины коэффициента н!п характер развития разряда существенно меняется. При малых Нп ,составляющих несколько процентов, и давлениях от атмосферного и ниже, имеет место таунсендовский механизм пробоя [I] ,при котором нарастание тока в стадии фор мирования разряда происходит за счет развития серий электрон ных лавин. Это приводит к объемному протеканию тока. При низ ких давлениях такой разряд переходит в тлеющий. Если перенап ряжение составляет (20-50)$,то создаются условия трансформации одиночной электронной лавины в стримерный канал. При этом пробой сопровождается развитием искры. На рис.I.2. [48]представлена кривая,разделяющая множество значений параметра pd (произведение давления газа на длину зазора) в зависимости от кп на две области. Если условия разряда соответствуют точкам,лежащим выше кривой,то согласно классическим представлениям имеет место стримерныи механизм пробоя, а если ниже - таунсендовский.
Развитие техники генерирования высоковольтных наносекунд-ных импульсов [49,50]дало возможность прикладывать к газовому зазору напряжение, в несколько раз превышающее пробивное.Здесь импульсный разряд протекает в течение единиц и даже долей наносекунд, что сравнимо с такими характерными временами элементарных процессов,как постоянная высвечивания возбужденных частиц, время достижения в лавине критического числа носителей и т.д. Данное обстоятельство накладывает отпечаток на пространствен -ную структуру разряда и статистику времен запаздывания. Высокое электрическое поле способствует одновременному возникнове -нию большого количества инициирующих электронов на отдельных участках катодной поверхности,что приводит к формированию многоканальных форм разряда. В газовом разряде при достаточно высоких Е/р наблюдается рентгеновское излучение,обусловленное переходом части электронов в режим непрерывного ускорения. Кванты рентгеновского излучения могут вместо фотонов шшцииро-вать появление вторичных электронных лавин. Другим вторичным процессом может быть автоэлектронная эмиссия,усиленная электрическим полем положительных ионов одиночной лавины,достигающей критического размера в непосредственной близости от катода.Все это дает основание выделять особо пробой сильно перенапряженных промежутков [3].
Общие схемы зажигания разряда, и методики применяемые при исследовании
Как отмечалось в главе I предметом исследовании настоящей работы являлись импульсные объемные разряды с длительностью горения от единиц наносекунд до Ю""5 с. Зажигание разряда в наносекундном диапазоне осуществлялось обычно при пробое сильно перенапряженных промежутков в условиях интенсивного облучения зазора. Типичная схема эксперимента в общем виде представлена на рис.2.1.
На исследуемый промежуток (ИП) подается высоковольтный импульс напряжения от генератора прямоугольных импульсов (ГПИ). Инициирование начальных электронов осуществляется при облучении зазора от разрядника (Р),который запитан от генератора вспомогательного разряда (ГВР). Момент прихода импульса на исследуемый промежуток и на разрядник (Р) регулируется с помощью блока синхронизации. Типичные напряжения, применяемые в экспериментах,составляли десятки киловольт при межэлектродных расстояниях порядка сантиметра. Длительности горения объемного разряда были от единиц наносекунд до 0,5-Ю"6 с.
Принцип получения несамостоятельного разряда с внешней ионизацией газа электронным пучком,а также разрядов с ионизационным размножением демонстрируется на рис.2.2. Здесь применялись различные схемы питания исследуемого промежутка (СПР),как импульсные,так и непосредственно за счет приложения к электроду постоянного напряжения ниже пробивного. Инициирование разряда осуществлялось при введении в зазор электронного пучка от ускорителя электронов (УЭ). Соответственно, блок синхронизации позволяет задавать момент зажигания разряда.
Типичные длительности горения объемного разряда в описываемых системах лежали в пределах (10" -10"" )с. Межэлектродные расстояния достигали в экспериментах 25 см при нал -ряжении питания 100-150 кВ и энергии пучка быстрых электронов 200-300 кэВ. Исследования разрядов носили комплексный характер и соответственно, применялись следующие методики. Токи и напряжения осциллографировались с использованием шунтов, поясов Роговского, резистивных и емкостных делителей. Для диагностики пучка электронов применялось осциллографи-рование тока с цилиндра Фарадея. Энергетический спектр из -мерялся методом фольгового спектрометра.
Наблюдение развития явлений во времени (формирование катодных пятен,прорастание каналов, движение страт и т.д.) осуществлялось с применением метода оборванного разряда, заключающегося в снятии напряжения с промежутка в заданный момента также метода электронно-оптической съемки с наносе -кундным разрешением. Секционирование электродов и раздельные измерения токов в каждой секции позволили провести наблюдения за отдельно функционирующим катодным пятиом,получить данные по контракции разряда. Проводились фотоэлектрические наблюдения интегрального свечения разряда с пространственным и временным разрешением,а также свечения на отдельных спектральных переходах. Снимались общие спектры разряда при различных длительностях и в различных режимах горения. С помощью зонда в "плавающем" режиме измерялось распределение потенциала. При исследовании разрядов применительно к проблеме создания газовых лазеров изучалось пространственно-временное поведение коэффициента усиления лазерного излучения. Кроме того, измерялась мощность,энергия и форма импульса генерации.
Проводилось наблюдение эрозии поверхности электродов в растровом электронном микроскопе. Профили острийных электродов наблюдались в теневом электронном шшроскопе. Конкретные реализации рассмотренных общих схем и методик для наиболее характерных случаев будут рассмотрены в последующих разделах настоящей главы.
Законы подобия в катодном слое стационарного тлеющего разряда
Согласно представлениям,приведенным в предыдущем разделе, характер развития неустойчивости в катодном слое во многом определяется условиями протекания тока вблизи катода. В тлеющем разряде низкого давления напряженность поля на катоде Е ,прикатодное падение потенциала 1/ .и длину слоя 1К можно измерить экспериментального для высоких давлений в импульсных разрядах такие измерения затруднены из-за очень малых размеров прикатодной области. Однако задача определения Еы U , Ек , облегчается тем, что эти величины связаны с плотностью тока и давлением газа через законы подобия. Соблюдение законов подобия можно показать, опираясь на систему уравнений непрерывности для электронной и ионной компонент тока и уравнение Пуассона, учитывающее искажение электрического поля в межэлектрод -ном пространстве в результате действия объемного заряда. Для одномерной задачи в случае,если плоский катод помещен в начале координат (JC = 0) имеем следующую систему уравнений:
В (3.1)-(3.5) обозначено: /1+., vt » и . - соответственно концентрации,дрейфовые ско -рости и подвижности ионов и электронов, Е - напряженность электрического поля, 0- диэлектрическая постоянная, е -- заряд электрона.
При записи системы уравнений не учитывалась диффузия заряженных частиц,т.к. для процессов в столбе будет обычно рассматриваться случай высоких давлений р I атм.,а для процессов в катодном слое нормального и аномального тлеющего разряда диффузией можно пренебрегать и при низких давлениях газа, Ионизационные процессы учтены через коэффици -ент Таунсенда оС ,а рекомбинационные - через эффективную константу рекомбинации ГЪ .
Уравнения,дающие связь между плотностью тока \ + .соответствующей компоненты с потоком заряженных частиц имеют вид и уравнение для плотности полного тока / через любое сечение разряда.
Катодный слой характеризуется избытком заряда положительных ионов и высокой напряженностью поля,поэтому обычно пренебрегают процессами рекомбинации в уравнениях (3.1), (3.2) и полагают рп.fИ = 0.
Граничные условия,необходимые для отыскания вольтам -перной характеристики катодного слоя,записываются в виде где у - обобщенный коэффициент вторичной эмиссии под действием ионов и фотонов.
8 ряде случаев удобно пользоваться условием самопод держания тока в катодном слое 9 = у[ехр( cLcte)- J - Ь (ЗЛ1) о которое непосредственно следует из (3.1),(3.8),(3.9). Для отыскания зависимости E (j-) воспользуемся методикой интегрирования, предложенной в работе [117],где введена замена переменных «(вг/і) ЭЕ/Эле И сделан переход к граничным условиям на производную дЕІ дх
Тогда,после интегрирования с учетом (3.12),(3.13),можно получить соотношение.
Поскольку отношение J./p и дрейфовая скорость і/і являются функциями Е(х)/р то из (3.14) следует,что напряженность поля на катоде связана с плотностью тока и давлением законом подобия Е(о) /р = -f (j/p ) Можно таїте показать выполнение друтих законов,связывающих катодное падение потенциала и произведение рЕк с отношением У//?2 .
Нормальный тлеющий разряд характеризуется минимальным значением катодного падения потенциала Uни а также постоянством параметров hip и ріки . Когда разряд покрывает всю катодную поверхность,то увеличение тока сопро -вождается ростом Цц ,т.е. вольтамперная характеристика соответствует правой ветви зависимости Цv (i/p1) Такой разряд называют аномальным. Левая ветвь вольтамперной характеристики соответствует поднормальному тлеющему разряду.
Формирование наносекундного объемного разряда
Как отмечалось в главе I время формирования пробоя лежит в наносекундном диапазоне при приложении к промежутку импульсного напряжения, существенно превышающего статическое пробивное. Типичная схема электрической цепи и характерные осциллограммы показаны на рис.1.1. Процессы в стадии запаздывания пробоя tj в значительной степени определяют характер последующего горения разряда. Так, в работах [64,65,97, 98],где проведена электронно-оптическая съемка наносекундного разряда атмосферного давления в азоте и воздухе,показано, что основным условием зажигания объемной формы является наличие интенсивной ультрафиолетовой подсветки промежутка. При недостаточной интенсивности подсветки наблюдались многоканальные разряды на стадии формирования и коммутации.
Дальнейшие исследования влияния различных способов инициирования электронов на механизм формирования разряда были проведены нами в аргоне и смесях Al і SFe , HQ : SFg [I02,I40] . Выбор этих газов диктуется актуальностью исследований применительно к эксимерным лазерам. Здесь необхо -димо определять пороговые условия по инициированию начальных электронов,при которых зажигается объемный разряд. Кроме того,представляет интерес развитие представлений по механизму формирования объемных разрядов.
С другой стороны, в аргоне, по сравнению с азотом,при одинаковых перенапряжениях кп коэффициент ударной иониза -ции меньше,вследствие чего возрастает время запаздывания пробоя. Напомним, что для /\/ 2 ПРИ К л =2_3 время запаздывания было в пределах 2-4 не [98]. Увеличение t позволяет более детально исследовать процессы в фазе формирования разряда.
Эксперименты проводились на установке,показанной на рис.2.5. Объемный разряд зажигался между мелкоячеистой сеткой и сплошным электродом (3). Вспомогательный разряд,ини -циирущий начальные электроны,зажигался по поверхности диэлектрической вставки (5). На электрод (3) импульс напряже -ния подавался с канала I генератора прямоугольных импульсов (ГПИ),а на электрод (6) - с канала П. Межэлектродное расстояние составляло I см.
Свечение промежутка фотографировалось с экрана трехкас-кадного электронно-оптического преобразователя с электростатической фокусировкой. Для исключения попадания отраженного света в тракт оптической регистрации стенки камеры и электроды были зачернены. Особое внимание обращалось на выбор режима работы вспомогательного разрядника, поскольку, с одной стороны, необходимо обеспечить достаточную для инициирования начальных электронов интенсивность облучения основного промежутка, а с другой - свет от этого разрядника не должен производить паразитную засветку входного каскада ЭОП. Из экспериментов [103,141] следует, что наиболее интенсивное УФ--излучение наблюдается на стадии незавершенного скользящего разряда. Поэтому в экспериментах длительность импульса подсветки была выбрана из условия отсутствия сформированных каналов и составляла 10 не. Энергия,выделяемая во вспомогательном разряде при .напряжении питания _10= 20 кВ,была 10-.
Катодные пятна при малых плотностях тока разряда
Под малыми плотностями тока здесь понимаются такие, при которых электрическое поле на катоде ниже критического, требуемого для инициирования взрывоэмиссионной неустойчивости согласно критерия (3.33). Соответственно, из приведенного в Главе III анализа можно заключить, что ванную роль в механизме формирования катодного пятна будет играть зарядка диэлектрических включений и загрязнений ионным током,повышение, вследствие этого, электрического поля до критических значений и образование взрывоэмиссионного центра при пробое пленки.
С другой стороны, в 6 Главы Ш обращено внимание на возможное развитие специфической неустойчивости, обусловленной отрицательным наклоном вольтампернои характернетики катодного слоя Цц (j) в области плотностей тона, J н ( jH -- плотность тока нормального тлеющего разряда). Чтобы исключить данную неустойчивость, необходимо выбирать і вблизи минимума кривой UK (j) ,либо в аномальной области, а чтобы электрическое поле на катоде, созданное объемным зарядом положительных ионов,было меньше критического необходимо понижать давление газа. Результаты экспериментов, проведенных в таких условиях, описаны в данном и следующем па -раграфах настоящей Главы [179-184]. Исследования особенностей горения катодных пятен в области глубоко под нормальных плотностей тока представлены в 4 [174,181-185].
Изучался объемный разряд в азоте, инициируемый электронным пучком длительностью 10 с, получаемым от ускорителей, схемы которых приведены на рис.2.7;2.8. Диаметр выходного окна ускорителя составлял 4-6 см.В зависимости от приложенного к промежутку напряжения реализовывался как несамостоятельный разряд (режим рекомбинационного распада плазмы), так и разряд с ионизационным разложением,переходящий в искровой. Обычно давление газа составляло 100 мм рт.ст. В этом случае нормальная плотность тока \ = 4 А/см"(Глава Ш, 2). Ток пучка быстрых электронов и соответственно на -чальная концентрация заряженных частиц, созданных за счет внешней ионизации, регулировались в широких пределах так,что плотность тока разряда изменялась от долей до десятков ампер на квадратный сантиметр. Но поскольку минимум кривой Uк (і) достаточно плавный,то даже при \ =0,1 к/сиг неус -тойчивость, характерная для поднормальной области, не развивалась.
Для измерения тока через развивающийся канал и тока на отдельное катодное пятно применялся секционированный электрод и схемы измерений,показанные на рис.2.9. В сплошном электроде высверливалось отверстие обычно диаметром 3,5 мм либо 2 мм,в которое заподлицо с поверхностью вставлялся штырь (зонд) диаметром 0,8 или 0,2 мм.
Измеренные времена запаздывания пробоя для сплошного и секционированного катода при механической полировке поверхности различались не более, чем на 20 %,причем каналы развивались одновременно как со штыря, так и с других участков электрода. Чтобы предотвратить появление катодных пятен на основном электроде применяли тренировку его поверхности аномальным тлеющим разрядом. Это позволило исследовать контракцию при распространении в промежутке одиночного канала со штыря.
