Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Структура фарадеева темного пространства и плазменного столба неограниченного стенками тлшцего разрвда в азоте и воздухе 22
Глава 2. Анодная область стационарного тлшцего разряда повышенного давления в потоке газа 53
Глава 3. Механизм перехода катодного слоя тлеющего развода в дуговое штно при повышшном давлении газа 78
Глава 4. О механизме воздействия турбулентного потока газа на поперечный тлеющий разввд
Глава 5. Динамика принудитешой контракции поперечного тлевдего разряда и параметры контрагированного разряда в покоящемся газе 140
Заключение 1?6
Литература i79
- Структура фарадеева темного пространства и плазменного столба неограниченного стенками тлшцего разрвда в азоте и воздухе
- Анодная область стационарного тлшцего разряда повышенного давления в потоке газа
- Механизм перехода катодного слоя тлеющего развода в дуговое штно при повышшном давлении газа
- О механизме воздействия турбулентного потока газа на поперечный тлеющий разввд
Введение к работе
Фарадеево темное пространство возникает в тлеющем разряде из-за специфической особенности этого разряда, отличающей его от других видов:замыкание разрядного тока на катоде в тлеющем разряде осуществляется потоком положительных ионов. Необходимое для такого замыкания тока высокое электрическое поле сосредоточено в узкой пространственной области возле катода (область катодного падения потенциала), в которой кроме потока положительных ионов формируется также и пучок быстрых электронов. Этот электронный пучок, выйдя из катодной области, производит интенсивную ионизацию и возбужде-ние нейтрального газа, вследствие чего за катодным слоем образуется область несамостоятельного разряда с высокой концентрацией заряженных и возбужденных частиц и низким электрическим полем (в тлеющем разряде низкого давления электрическое поле в этой области может даже менять свое направление [зэ] ). Однако на некотором расстоянии от катода находится плазменный столб, который характеризуется достаточно высокими электрическими полями, и в нем осуществляется локальное равновесие плотности плазмы, основанное на ударной ионизации. Поэтому в любом тлеющем разряде между областью малых полей у катода и плазменным столбом с ионизационным равновесием должна существовать переходная область (в классическом тлеющем разряде низкого давления в длинных трубках эта область называется фара-деевым темным пространством) с растущим к аноду полем. Простран- ственная структура фарадеева темного пространства определяется происходящими в нем элементарными процессами, тип и скорость которых зависят от давления и сорта газа, скорости потока и т.д. Как показывают экспериментальные результаты данной главы, длина ФТП тлеющего разряда повышенного давления в потоке газа может достигать нескольких сантиметров, т.е. составлять значительную часть межэлектродного зазора. Поэтому исследование структуры этой области имеет помимо чисто научного интереса большое практическое значение, так как малые значения / L в фарадеевом темном пространстве могут заметно уменьшить общий энергетический кпд установки. Следовательно, свойства ФТП в значительной степени определяют эффективность лазерных и плазмохимических устройств.
В тлеющем разряде низкого давления в длинных трубках структура фарадеева темного пространства определяется диффузией заряженных частиц из отрицательного тлеющего свечения вдоль оси трубки и к стенкам, где происходит рекомбинация зарядов [40І . В тлеющем разряде повышенного давления роль процессов диффузии в переносе заряженных частиц мала по сравнению с дрейфовым переносом, а гибель заряженных частиц определяется объемными процессами, зависящими от сорта газа. Поэтому и структура ФТП в этом случае будет зависеть от сорта газа. Исследование распределения электрического поля в поперечном тлеющем разряде [э] показало наличие сильной неоднородности поля вдоль тока. Это дало основание А.А.Веденову предположить, что в объеме такого разряда плотность плазмы поддерживается за счет дрейфового переноса ее из приэлектродных областей. Однако существенно неодномерное распределение электрического поля в таком разряде, переменная вдоль потока плотность тока разряда затруднили детальное выяснение процессов, определяющих структуру такого разряда. В [ю] также исследовалась структура поперечного тлеющего разряда, однако, выбранная система электродов (трубки ф I см) еще более способствовала неодномерному распределению параметров в разряде. Первые экспериментальные исследования тлеющего разряда повышенного давления в азоте, допускающие моделирование разряда в одномерном приближении (что существенно облегчило расчетную и теоретическую задачу построения его математической модели) были выполнены в работе [і9І для квазистационарного разряда в покоящемся газе. В этой работе была построена аналитическая модель фарадеева темного пространства в азоте, основанная на учете зависимости подвижности электронов ие от электрического поля /Ue = /ue(L), которая удовлетворительно описывала экспериментальные данные. В рабо- проведены численные расчеты фарадеева темного пространства разряда в воздухе. В этом случае структура ФТП определяется трансформацией потока электронов в отрицательные ионы. В работе [42 ] при описании ФТП разряда в электроотрицательных газах, кроме трансформации потока электронов в отрицательные ионы, учтена зависимость подвижности электронов от электрического поля. Было установлено, что вблизи границы с тлеющим свечением, когда параметр t/P^ 3 В/см.Тор, рост поля в основном обусловлен зависимостью подвижности электронов Де от поля (^p<^J , при этом длина данного участка Ьф^ и+ й/))а , где ))а -частота трехтельного прилипания электронов. Дальнейший рост поля (т.е. при t/r > 3 В/см.Тор) обусловлен трансформацией электронов в отрицательные ионы. Длина ФТП в этом случае и „ ^1fi/p>-ri Видно, что в типичных для тлёюще-го разряда повышенного давления условиях и^ ^< и cpz > т.е. учет зависимости jue = jue (и) слабо влияет на длину фарадеева темного пространства разряда в электроотрицательных газах. В работе [431 исследовался продольный тлеющий разряд в длинной трубке, когда в балансе заряженных частиц существенную роль играет диффузия (амби-полярная и турбулентная). Интересную разрядную ситуацию промоделировали авторы работы [44 I . Однако в рамках выбранного шли подхода авторам не удалось проследить структуру фарадеева темного пространства продольного разряда.
Автором данной диссертации проведены подробные исследования структуры ФТП и плазменного столба неограниченного стенками продольного тлеющего разряда в условиях, максимально упрощающих интерпретацию полученных результатов. Основные результаты этих исследований опубликованы в |45,46 .
2. Описание экспериментальной установки
Для выяснения структуры фарадеева темного пространства в тлеющем разряде в потоке газа в данной работе использовалась разрядная камера специальной конструкции (рис.1.1), которая позволяла создавать продольный тлеющий разряд, однородный поперек потока. Такая разрядная геометрия позволила рассматривать влияние потока в рамках одномерного приближения, что существенно облегчило интерпретацию полученных результатов.
Продольный разряд создавался в канале из оргстекла с внутренним сечением 60x80 мм . Для получения более однородного профиля скорости в канале перед электродной системой помещалась мелкая решетка (дишлетр отверстий 3 мм, степень прозрачности 0,65) с толстым слоем войлока. Разряд зажигался вдоль оси канала и имел поперечные размеры ~ 20х25мьг. Принятые меры способствовали получению достаточно однородного поля скоростей в области горения разряда. Верхний по потоку электрод представлял собой набор из 30 штырей диаметром I мм, ориентированных вдоль потока и расположенных с шагом 5 мм друг от друга. Каждый штырь подключался к индивидуальному балластному сопротивлению Kg =100 кОм. Нижний электрод представлял собой решетку, перпендикулярную потоку, из восьми, параллельных проволочек диаметром I мм с расстоянием между ними 3 мм. Каж- n
* * * С m \ ' * "
Рис. I.I.
Схема экспериментальной установки. I - стенки газоразрядной камеры, 2 - поток газа, 3 - войлок, 4 - решетка, 5 - электродная система, б - балластные сопротивления, 7 - разрядная зона. дая проволочка нагружалась на индивидуальное балластное сопротивление И =100 кОм. Расстояние между нижним и верхним электродами составляло ~ 40 мм.
При исследовании тлеющего разряда с несекодонированными элек-тродами в качестве последних использовались мелкоячеистые сетки (размер ячейки 0,5 мм, степень прозрачности — 0,5) диаметром 25 мм.
Распределение электрического поля измерялось двойным цилиндрическим зондом с расстоянием между проволочками 5 мм. Диаметр и длина собирающей поверхности каждого из зондов составляли 0,4 и 10 мм соответственно. Ножки зонда были слегка повернуты вокруг оси, перпендикулярной направлению электрического поля, для того, чтобы избежать эффекта "тени" зонда [47] Для повышения точности измерений к зондам сначала подключался конденсатор, напряжение зарядки которого после отключения от зондов измерялось с помощью схемы с цифровым вольтметром. Предпринятые меры способствовали тому, что относительная погрешность при измерении электрического поля была порядка 5% (калибровка производилась сравнением полного напряжения разряда с измеренным зондом). Ошибка при определении плотности тока разряда не превышала 15$. Поэтому относительная погрешность в определении длины фарадеева темного пространства была ~ 16$.
Исследовался тлеющий разряд в азоте технической чистоты ( ~ 98$ Л/, , 2$ 0г ) и воздухе при давлениях г =20-60 Тор ж скоростях потока до 100 м/с.
3. Исследования фарадеева темного пространства тлеющего разряда в азоте с несекционированными электродами
В данном параграфе представлены результаты исследования продольного тлеющего разряда в азоте мевду двумя плоскими мелкоячеистыми сетками. Изучение такого разряда с несекционированными электродами, несмотря на его низкие энергетические характеристики, имеет важное значение для выяснения влияния потока газа на тлеющий разряд, так как все характеристики разряда определяются в основном свойствами разряда в потоке и не зависят от конструктивных особенностей электродов газоразрядной камеры. Исследовав структуру такого разряда, можно затем целенаправленно воздействовать на те или иные его области с целью получения более высоких энергетических характеристик.
Оказалось, что поток оказывает заметное влияние на приэлектрод-ные области разряда. Так при г =40 Тор и Vz =20 м/с площадь тлеющего свечения на катоде при направлении потока от катода к аноду (т.е. против дрейфовой скорости ионов), примерно в полтора раза меньше, чем при обратном направлении. С увеличением скорости потока наблюдалось увеличение плотности тока на катоде. Однако на анодную область поток оказывает гораздо большее влияние. Обнаружено, что при направлении потока от катода к аноду анодное свечение сильно размывается по электроду и плотность тока в нем меньше, чем в плазменном столбе. При обратной полярности разряд на сетчатых электродах горит неустойчиво - анодное свечение имеет малые размеры, постоянно перемещается по аноду и от него отрастают шнуры, приводящие к контракции разряда. Устойчиво разряд горит только при очень малых межэлектродных расстояниях ( иА.к ~ 1*1,5 мм) или при очень малых скоростях потока ( Vt < 5 м/с), когда плотность тока на аноде примерно равна нормальной. В этом случае длина темного промежут- ка между тлеющим свечением на катоде и ярким плазменным столбом (ФТП) равнялась ~ 1*1,5 мм. Увеличение скорости потока, направленного от анода к катоду, приводит к резкому росту плотности тока на аноде и к контракции разряда.
При ориентации потока от катода к аноду разряд горит устойчиво, при этом в его структуре четко различаются темный участок (ФТП) со средней величиной Е/г ~5 В/см.Тор и участок, светящийся крас-ным цветом (плазменный столб) с большим средним значением t/г , растущим с увеличением межэлектродного расстояния. Так, например, Е/Р =15 В/см.Тор при сід-к =2 см и L/r =17 В/см.Тор при dA.K = = Зсм. Оказалось, что средняя плотность тока в плазменном столбе зависит от полного тока разряда: с увеличением тока разряда плотность тока в столбе падала, при этом размер ФТП увеличивался, а плазменного столба соответственно уменьшался. Зависимости плотности тока от тока разряда и длины ФТП от плотности разрядного тока приведены на рис.1.2 и 1.3 соответственно.
В поисках эффективных мер воздействия на структуру ФТП мы провели эксперимент с вспомогательным разрядом, который поджигался сверху по потоку перед сеткой-катодом основного разряда. Сетка являлась анодом вспомогательного разряда. Мекэлектродный зазор секционированного вспомогательного разряда равнялся ~ 2,5 мм. Использование вспомогательного разряда позволило значительно увеличить длину ФТП основного разряда и получить разряд при г =100 Тор с межэлектродным расстоянием иА,к =6 см со средним t/r = =6 В/см.Тор. - зо - І' мА/см* J, мА
Рис. 1.2 Зависимость плотности тока в плазменном столбе продольного тлеющего разряда в азоте от полного тока разряда. Электроды несекционированные, направление потока от катода к аноду, г = 40 Тор, Уъ = 20 м/с, ид_к = 2 см. - ЗІ - і, мА/см L,
Рис. І.З Зависимость длины фарадеева темного пространства Ьу продольного разряда в азоте от плотности тока разряда І . Электроды несекционированные, направление потока от катода к аноду, Г = 40 Тор, 1ГЬ = 20 м/с. - эксперимент, - расчет по модели \\9]
4. Зондовые измерения в фарадеевом темном пространстве и плазменном столбе продольного тлеющего разряда с с секционированными электродами
Как известно 40,48J , плотность тока на катоде и аноде в тлеющем разряде увеличивается с ростом давления газа г ив условиях разряда повышенного давления обычно превышает величину 0,5 А/см , в то время как в межэлектродном зазоре плотность тока обычно значительно ниже ( ^ 200 мА/см2). Таким образом, в тлеющем разряде повышенного давления существует рассогласование столба плазмы и приэлектродных областей, увеличивающееся с ростом давления. Эти пространственные неоднородности разряда сильно усложняют его физическую картину и затрудняют построение адекватной модели разряда. Одним из эффективных способов улучшения геометрического сопряжения приэлектродных областей с объемом разряда является секционирование электродов, когда сплошные электроды разбиваются на мелкие элементы и разносятся на требуемые расстояния друг от друга [II,49J , причем каждый из элементов подключается к индивидуальному балластному сопротивлению. Применение секционированных электродов в данной работе позволило получить однородный поперек тока тлеющий разряд при давлениях газа до г =100 Тор. Нарушение одномерности разряда (т.е. однородности поперёк тока), обусловленное дискретностью электродных узлов, происходило вблизи электродов, когда отдельные токовые нити еще не перемыкались. При направлении потока от катода к аноду характерный размер нарушения однородности поперек тока был порядка расстояния между отдельными катодными элементами. а) эксперименты в азоте
На рис.1.4, 1.5 представлены измеренные распределения электрических полей в; продольном разряде с секционированными электродами. Отметим, что плотность тока в объеме разряда в этом случае в несколько раз меньше, чем в разряде с несекционированными электродами, рассмотренном в 3. Измерения проводились в широком диапазоне экспериментальных условий, варьируемыми параметрами были ток, давление, скорость и ориентация потока относительно направления электрического поля. Сопоставление рисунков 1.4 и 1.5 показывает заметное различие в распределении полей для разрядов с противоположными направлениями потоков. Видно, что при направлении потока от анода к катоду (А-»К) средние величины L/г заметно превышают приведенные напряженности полей в разряде с направлением потока от катода к аноду. Визуально наблюдаемая структура разряда также была существенно разной в том и другом случае. При ориентации потока А-*К и скоростях 1^-50 м/с разряд на расстояниях до I см от анода образовывал нитевидную структуру, обусловленную дискретностью анодного узла и отмеченной в 3 большой анодной плотностью тока при такой ориентации потока. Плотность тока в этих светящихся токовых шнурах диаметром около 2 мм примерно в три-четыре раза превышает среднюю по остальной светящейся части плазменного столба. Длина этих шнуров увеличивалась с ростом скорости потока и при 1ГЪ =100 м/с однородная поперек тока часть плазменного столба исчезала. Разряд горел по всей длине отдельными светящимися токовыми дорожками. Локальное ионизационное равновесие заряженных частиц at і (Е/Р) = 3-І/ Ve ( ^i - первый ионизационный коэффициент Таунсенда) в разряде с'плотностью тока / ~ 30 мА/см и коэффициентом диссоциативной рекомбинации В =0,8.10 cmvc осуществляется, согласно расчетам [l9J , при L/r *16 В/см. X, мм I
Рис. 1.4 Распределение напряженности электрического поля в продольном разряде с секционированными электродами в азоте. Направление потока от катода к аноду. - Р = 45 Тор, Уг = 90 м/с, І = 25 мА/см2 - Р = 40 Тор, Уь = 50 м/с, / = 25 мА/см2 - Р = 40 Тор, Уь = 50 м/с, J = 50 мА/см2 - Р = 80 Тор, Уг = 50 м/с, / = 25 мА/см2
5,6 - расчетные распределения полей по модели И9] Для режимов 3 и 2 соответственно. Е/Р, В/см-Top о- 2 а- З X, мм І
А Рис. 1.5
Распределение напряженности электрического поля в продольном разряде с секционированными электродами в азоте. Направление потока от анода к катоду. - Р = 80 Тор, Уг = 50 м/с, j = 7 мА/см2 - Р = 40 Тор, Уг = 50 м/с, j = 25 мА/см2 - Р = 45 Тор, Уг = 90 м/с, j = 20 мА/см2 Top. В таком случае можно считать, что в продольном разряде с направлением потока от анода к катоду локальная величина С/г определяется ионизационным равновесием и логарифмически растет при увеличении плотности тока. Поэтому высокие значения с/г~24 В/см Тор в разряде на расстоянии порядка I см от анода мы связываем с увеличением плотности тока в это! области, обусловленным нитевидной структурой разряда.
В некоторых режимах (большие скорости и давление) светящиеся токовые нити получались и около катода, В этом случае также наблюдалось увеличение L/r в прикатодных областях повышенного свечения разряда (рис.1.6).
Высокие значения приведенной напряженности электрического поля, свидетельствующие о прямом механизме ионизации, отсутствие резкой световой границы указывают на то, что описываемые токовые дорожки не являются контрагированным состоянием. Действительно, возникавшие при достижении критических параметров шнуры были меньшего диаметра и ярче светились. Оказалось, что устойчивость разряда по отношению к контрагированию значительно ниже при направлении потока от анода к катоду, чем при обратном направлении потока, т.е. и при секционированных электродах зависимость устойчивости продольного разряда от направления потока такая же, что и при сплошных. Отметим, однако, что в случае секционированных электродов эта зависимость выражена не так резко, как для разряда с несекционированными электродами.
При расположении катода сверху по потоку разряд в направлении поперек тока становится значительно однороднее. Свечение разряда в основной части межэлектродного промежутка отсутствует, и лишь около анода существует небольшая светящаяся область. Распределение напряженности электрического поля при ориентации потока К->А приведено на рис.1.4. Видно, что рост тока увеличивает градиент Е/Р, В/см Top I ^, мм
Рис. 1.6 Распределение напряженности электрического поля в продольном разряде с секционированными электродами в азоте. Режим с всплеском поля у катода. Направление потока от анода к катоду. Р = 80 Тор, Уг = 90 м/с, І = 7 мА/см2 Е/Р, В/см-Top X, мм
Рис. 1.7 Распределение напряженности электрического поля в продольном разряде с секционированными электродами в воздухе. Направление потока от катода к аноду. - Р =40 Тор, 1Гг = 10 м/с, /' = 14 мА/см2 - Р = 40 Тор, 1Гг = 50 м/с, j = 22 мА/см2 - Р = 40 Тор, К = 50 м/с, j = 42 мА/см2 - Р = 45 Тор, Уг = 90 м/с, j = 25 мА/см2 - Р =80 Тор, Уг = 50 м/с, / = 12 мА/см2 Пунктирная кривая - расчет режима 3 по модели [4- \]
і і її її 11 ; і і і і і і w^—— і і
0 10 20 30 X » мм I !
К A
Рис. 1.8 Распределение напряженности электрического поля в продольном разряде с секционированными электродами в воздухе. Направление потока от анода к катоду. - Р =40 Тор, Уг = 10 м/с, І = 25 мА/см2 - Р =80 Тор, Уг = 50 м/с, J = 7 мА/см2 - Р =45 Тор, Уг = 90 м/с, j = 10 мА/см2 - Р =45 Тор, 1Г = 90 м/с, j = 25 мА/см2 - 40 -электрического поля в разряде и уменьшает длину ФТП (напомним, что в продольном разряде с несекционированными электродами эффект был противоположный, так как рост тока приводил к уменьшению плотности разрядного тока)» Рост давления приводит к повышению напряженности поля в разряде и сокращению фарадеева темного пространства. б) Эксперименты в воздухе
Измеренные в данной работе распределения электрических полей в продольном разряде в воздухе представлены на рисунках 1.7 и 1.8. Из-за сильного уменьшения устойчивости разряда при г =80 Тор измерения электрических полей проведены при меньших плотностях тока, чем при г =40 Тор, Сравнение рисунков 1.4, 1.5, 1.7 и 1.8 показывает, что качественно влияние потока на продольный разряд в воздухе такое же, как и на разряд в азоте. Однако видно, что в воздухе изменение направления потока оказывает меньшее влияние на распределение поля, чем в азоте.
5. Обсуждение полученных результатов
Вначале обсудим закономерности в поведении разряда, полученные в экспериментах с использованием несекционированных электродов. Наблюдаемое уменьшение плотности тока плазменного столба при увеличении тока разряда (рис.1.2) связано, по-видимому, с граничными условиями на электродах и прежде всего с режимом работы анодной области тлеющего разряда повышенного давления в потоке газа.
Происходящее уменьшение плотности тока на катоде L при направлении потока от анода к катоду по сравнению с обратной ориентацией можно объяснить изменением температуры газа в прикатод-ной области. Действительно, полученное в эксперименте уменьше- ~ 41 -ниє Ік в 1,5 раза при г =40 Тор и Vb =20 м/с соответствует повышению примерно на 20$ эффективной температуры газа \ есг> в катодном слое. Так как электрический ток в области катодного падения потенциала создается движением положительных ионов, то значительная часть выделяющейся в катодном слое электрической мощности идет на нагрев газа. Поэтому эффективная газовая температура
I эср в катодной области может заметно отличаться от температуры в разрядной камере /0 . Так, согласно работе [5о]7 Ц^1,6 !0 при г =40 Тор, т.е. Тэ<р~500К. Оценка нагрева данной порции газа за время ее пролета X через разрядный промежуток для условий, реализуемых в эксперименте, дает величину Л Cp-f 6,5-Ю* лТ/Т*р = 20%
Следовательно,наблюдаемое уменьшение плотности тока на катоде, находящемся вниз по потоку, вполне может быть обусловлено нагревом газа в разрядной зоне.
Заметим, что вследствие незначительного отличия эффективной газовой температуры в анодном слое от температуры газа в разрядной камере, нагрев газа в разрядной зоне должен оказывать более сильное воздействие на плотность тока на аноде при изменении направления потока. Повышение температуры газа на ~І00 в разрядной зоне соответствует увеличению эффективной температуры в анодной области примерно на ЗС$, что должно приводить к ~ 2-кратному уменьшению плотности тока на аноде при направлении потока К-*А по сравнению с направлением А^К. Наблюдаемое в эксперименте ~ 20-кратное уменьшение плотности тока на аноде свидетельствует об ином механизме воздействиярізджа„на плотность тока в анодной области. Повышенная устоичивос,ть самостоятельного продольного разряда - 42 -при направлении потока от катода к аноду по сравнению с обратной ориентацией потока оказывается противоположной устойчивости несамостоятельного разряда. В работе [51J установлено, что несамостоятельный разряд более устойчив при ориентации потока от анода к катоду. Известно, что устойчивость тлеющего разряда повышенного давления в значительной степени определяется процессами, протекающими в приэлектродных областях. Поэтому такая ситуация с устойчивостью продольного самостоятельного и несамостоятельного разрядов свидетельствует о существенно различных режимах работы катодной и анодной областей этих разрядов. По-видимому, для устойчивого горения разряда необходимо, чтобы электрод, работающий в поднормальном режиме, находился вниз по потоку, когда на него поступает нагретый и возбужденный разрядом газ.
Теперь перейдем к обсуждению результатов зондовых измерений в фарадеевом темном пространстве и плазменном столбе продольного тлеющего разряда в секционированными электродами.
Азот. В работе [l9] была построена модель фарадеева темного пространства тлеющего разряда повышенного давления в покоящемся газе (азоте). Система уравнений в этом случае имеет вид (начало координат на катоде): ^---])i-ne+j5e-tle- nL (I)
Ф^-^Є(ґіі-Пв) (2) fL - ~nL JUL E (3)
Ге = /leJUg E (4)
Ге +-Гі = Г0 (5) - 43 -где І і , Іе , tlL , пе , U.і , Lie - потоки, плотности и подвижности ионов и электронов соответственно, ))і - частота ионизации, (Ъе - коэффициент электрон-ионной рекомбинации, t - напряженності электрического поля, І0 ^Jo/є » Jo - плотность тока разряда. Предполагая квазинейтральность плазмы и пренебрегая электронной диффузией и ионизацией в ФТП, можно свести систему (1)-(5) к одному уравнению
Ч-у/-угУе'-реГ0 (6) где Ч, Ч,Ч,Ч - дрейфовые скорости электронов и ионов и их производные по координате. Вследствие "вмороженности" ионов в нейтральный газ они будут увлекаться газовым потоком, т.е. уравнение (3) при наличии потока следует заменить на rL = -nLjuLE+- tlLVz (7) где Уъ - скорость потока газа. Верхний знак перед tlL Уь соответствует направлению потока от катода к аноду, нижний - от анода к катоду. Электроны, следуя за ионами за счет кулоновского взаимодействия, также будут увлекаться потоком газа, однако, используемая на практике скорость потока Vb обычно мала по сравнению с дрейфовой скоростью электронов (1Гг ~ 10 см/с,\4 ~Ю +10 см/с), поэтому пренебрежем вкладом Уь ' в Ve . Учитывая зависимость подвижности электронов LLe от электрического поля и пренебрегая такой зависимостью для ионов, получим из (6) уравнение для распределения электрического поля в ФТП -^е= діпЕ Аппроксимируя реальные зависимости Ч (Е/Р) и Ч (Е/Р) аналитическими функциями, можно из уравнения (8) получить распре- деление электрического поля в ФТП в явном виде. В частности, для азота в диапазоне 0,7 В/см.Тор ^ Е/Р ^ 33 В/см.Тор зависимость Ve (EIP) можно аппроксимировать формулой FID -765 где У го ~ Ю см/с, о/Я~3,3.10""3 В/см.Тор J52] , а подвижность ионов Uі слабо зависит от поля, т.е. v[=/^tE. Тогда из (8) получаем уравнение для распределения электрического поля в явном виде
Егр + 0,гіі5(Е/Ео)' (о,б^Е ± чіґь)=рГ0 х (9) где tip - поле в прикатодной области, определяемое при экстраполяции экспериментальной кривой L(х) в точку X =0. Отметим, что экстраполированные в прикатодную область значения напряженности электрического поля при ориентации потока К^А оказываются более высокими по сравнению с квазистационарным разрядом [l9j . По-видимому, это связано с конвективным выносом плазмы и возбужденных частиц из этой области, который более эффективен, чем уход этих частиц за счет диффузии в квазистационарном разряде.
Из уравнения (9) следует, что поток, направленный от катода (К~>А) должен увеличивать длину ФТП, а обратный (А-»К) - уменьшать. Причем при Ц, > 0, nijli Р)Е/Р=0, МЦ и направлении потока А~>К ФТП в разряде должна практически отсутствовать. При этом распределение поля в плазменном столбе должно быть однородным, а величина Е/Р соответствовать условию локального ионизационного равновесия )>i(E/Phfe-n где It - плотность плазмы.
Эти выводы находятся в качественном соответствии с наблюдаемым поведением разряда. Однако при количественном сравнении результатов этой модели с экспериментальными данными обнаруживается их за- метное различие. На рис.1.4 для примера приведено распределение полей в ФЩ, полученное из уравнения (9) для плотностей тока разряда / =25 и 50 мА/см2 и скорости потока Vb =50 м/с (направление потока К^А). Видно, что в обоих случаях модель даст более резкое, чем в эксперименте, нарастание поля в ФТЛ и соответственно меньший его размер.
Из уравнения (9) видно, что длина фарадеева темного пространства, согласно рассматриваемой модели, уменьшается с ростом плотности разрядного тока. На рис.1.3, где приведена экспериментальная зависимость Lcp от плотности тока в разряде (К-*А) с не-секщонированными электродами, помещена также рассчитанная по модели зависимость L& от плотности тока. Видно, что функциональ-* ные зависимости экспериментальной и рассчитанной длин Lcp от плотности тока оказываются близкими, но рассчитанные размеры в 2-3 раза меньше экспериментальных.
Отмеченные различия результатов модели и эксперимента указывают на существенное влияние плазмы или возбуященных частиц,вносимых потоком из катодной зоны, на структуру фарадеева темного пространства продольного разряда (К^А), Возможно, что вносимые частицы способствуют либо возникновению отупенчатой ионизации, которая не учитывалась в модели, либо уменьшению коэффициента рекомбинации. В любом случае распределение поля в ФТЇЇ оказывается более пологим и, по-видимому, связано с распределением активных частиц. В работе [53] высказана идея об увеличении длины фарадеева темного пространства вследствие влияния колебательного возбуждения молекул на величину дрейфовой скорости электронов. Однако проведенные оценки с использованием расчетных данных работы [ 54І показали, что для наших экспериментальных условий (уровни энерговклада таковы, что колебательная температура не превышала Т ^ 3000К) это влияние незначительно (максималь- ное увеличение длины ФТП составляет 1,4 раза) и не объясняет (даже с учетом экспериментальной погрешности в Lep ) наблюдаемого различия между теорией и экспериментом.
Из представленных результатов следует, что увеличение потока активных частиц, вносимых в переходную область продольного разряда, должно приводить к увеличению длины ФТП. Результаты эксперимента с вспомогательным разрядом, поджигаемым сверху по потоку перед сеткой-катодом основного разряда, который обеспечивал дополнительный поток активных частиц в ФТП основного разряда (3), подтверждают высказанные предположения.
Воздух. Существование фарадеева темного пространства тлеющего разряда в воздухе обусловлено той же причиной, что и в разряде в азоте. Если в азоте основным процессом в ФТП является диссоциативная рекомбинация и рост поля от катода к аноду связи с наличием зависимости подвижности электронов от напряженности электрического поля, то в воздухе этот участок определяется другими процессами. Определение концентрации ионов зондовым методом [55] , а также ин-терферометрические измерения пространственного тепловыделения в разряде в воздухе [56J показали наличие в нем заметных ионных токов, при этом концентрация ионов превышает плотность электронов в значительной части межэлектродного промежутка (за исключением небольшой области малых полей /г/г^7 Б/см.Тор возле катода, в которой, по-видимому, происходит образование отрицательных ионов за счет трехтельного прилипания). В этом случае квазинейтральность плазмы обеспечивается примерным равенством концентраций положительных и отрицательных ионов, т.е.
Измерения нагрева в воздухе [бо] показали также, что основным процессом в ФТП является диссоциативное прилипание, а процессы ионизации и отлипания до значения t/r ~ 35 В/см.Тор играют малую роль в балансе заряженных частиц.
Приведенные экспериментальные результаты позволяют предположить что основныгли процессами в ФТП тлеющего разряда в воздухе является прилипание электронов и ионная рекомбинация. Этот вывод ранее делался в работе J4IJ на основе расчетов. Из результатов [5б] следует, что,несмотря на большую плотность ионов в разряде, основная часть разрядного тока в воздухе переносится электронами. Поэтому при приближенном описании ФТП можно положить
Ге. ~ Г0 = COnst
Учитывая приведенные выше факты, запишем систему уравнений для фа-радеева темного пространства в воздухе в упрощенном виде: ^--^Ге-ДЯ2 (10) =л ** (п) где /- ,-/+ - поток отрицательных и положительных ионов, &1 - коэффициент ион-ионной рекомбинации, da - коэффициент прилипания. Решение этой системы зависит от вида используемых аппроксимаций для коэффициентов da И &і от Е/Р . Однако некоторые качественные зависимости, определяющие длину ФТП, можно получить из уравнения (II). Подставляя в него ' /1= Г+//и.+Е = Г+/У+ получаем решение взрывного типа
Г+Ы = Г,о//-С [l&rd* <12> где V+ - дрейфовая скорость ионов, \+0 ~ поток ионов вблизи катода в точке, где становится применимой данная модель, т.е.
Пе~п+~п-, Г+о ~ (j) Го
Рост ионного тока при приближении к аноду сопровождается ростом электрического поля, поэтому при некотором X поле достигает величины, соответствующей ионизационному равновесию.
Длину участка Lcp с растущим ионным током можно оценить из (12), приравняв знаменатель нулю '&іА s fe.i (I3) где \4 - дрейфовая скорость электронов.
Из (12), (ІЗ) следует, что Lcp в воздухе уменьшается с ростом давления и плотности разрядного тока L = е I о ,
Для того, чтобы получить аналитическое решение системы (10), (II) и более детально выяснить закономерности в распределении поля в фарадеевом темном пространстве, выберем подходящие аппроксимации для cLa и 3t , которые допускают аналитическое решение системы (10), (II). В области параметра С/г =10*30 В/см.Тор экспериментальные данные по диссоциативному прилипанию в воздухе I 57] удовлетворительно аппроксимируются зависимостью L используем аппроксимацию R. = - А Р _ (15) Р Н+кіЕІР)1]' где во =2,7.Ю-"9 см3/Тор.с, к =8.Ю3 см2.Тор2/В2. Такая аппроксимация отражает уменьшение коэффициента ион-ионной рекомбинации из-за нагрева ионов электрическим полем разряда. На необходимость такого учета впервые было обращено внимание в работе [бб] .
Для простоты будем считать подвижность отрицательных и положительных ионов равными: и+ = Д- «В этом случае потоки ионов оказываются также равными, что приводит к равенству их производных. Тогда из (10), (II) получаем оба /е п-\1Щ (16)
Подставляя (14), (15), (16) в (II), получаем уравнение (Е/РГ _Г^ (^
Введем обозначения:
Тогда уравнение (17) запишется в виде решение которого имеет вид ге**г-1.е*х да) Z0 - константа, определяемая, как и в случае азота, при экстраполяции экспериментальной кривой L/P(K) в точку X =0.
Уравнение (18) определяет распределение электрического поля в ФТП разряда в воздухе. Пренебрегая логарифмической зависимостью inZ по сравнению с Z получаем z ($)*-&* <»>
Видно, что электрическое поле в разряде должно расти с плотностью тока, давлением и увеличиваться пропорционально vX . Отсюда имеем более точный размер ФТП в воздухе где (Ь/г)Кр =35 В/см.Тор - поле, при котором скорость ионизации сравнивается со скоростью прилипания. Сравнение (19) и (9) показывает, что размер ФТП в воздухе больше, чем в азоте"при одинаковых J и Р.
Рассмотрим влияние скорости потока газа Уг на распределение электрического поля в продольном разряде в воздухе. Наличие газового потока приводит к тому, что ионные потоки в любой точке оказываются уже не равными:
С = -пи+Е + пиг (21)
Г- - пи.Е ? пиг (22)
Верхний знак перед конвективным членом соответствует направлению потока А-*К, а нижний - К-*А. Однако величины Е/г в разряде подбираются такими, что конвективный член в (21) и (22) можно считать малой добавкой. Влияние потока скажется в основном в области малых полей около катода, которое учтем изменением граничного условия уравнения (II) на поток положительных ионов
Подставляя это значение 1-ю в уравнение (12), получаем, что длина ФТП, определяемая из уравнения
6,. dx „ ik J_ і I V/ ~ К Г 1tv./V, при направлении потока от анода к катоду (А-^К) должна быть меньше, чем при обратной ориентации потока (К'-»А). Меньшие размеры Lcp в продольном разряде Аг*К означают, что электрические поля в таком разряде будут превышать соответствующие локальные С/г в разряде (К-*А), причем изменения полей при смене направления - 51 -потока не должны быть большими.
Экспериментально определенные значения С/г в продольном разряде А-^К (рис.1.8) действительно оказываются большими, чем в разряде (К-^А) (рис.1.7), причем отличия их при заданных І , г и Уг небольшие. Обнаруженное слабое влияние потока на перенос заряженных частиц в фарадеевом темном пространстве продольного разряда в воздухе позволяет сравнивать результаты проведенного аналитического рассмотрения ФТП при fz =0 с экспериментом, при этом влияние потока учитывается величиной Ъ0{18). Такое сравнение показало, что (18) удовлетворительно согласуется с измеренными распределениями полей в разряде в воздухе. В некоторых режимах наблюдается более резкое, чем \[х , нарастание поля около анода, что, по-видимому, обусловлено отмеченной выше нитевидной структурой разряда в этой области, приводящей к увеличению плотности тока.
Двуреченским СВ. были проведены численные расчеты продольного разряда в воздухе по модели работы [41] , учитывающей предложенное Акишевым Ю.С. [бб] уменьшение коэффициента ион-ионной рекомбинации с ростом L/P .В расчетах пренебрегалось процессами отлипания и использовались значения коэффициентов двух- [57,58 J и трехтельного прилипания І59,60J , обеспечивающие согласие расчетов по нагреву воздуха в разряде с интерферометрическими измерениями [56J. Результаты расчета показывают неплохое согласие с экспериментом (рис.1.7). Использование в расчетах постоянного коэффициента ион-ионной рекомбинации ни при каких его значениях и значениях констант 2х- и Зх-тельного прилипания не обеспечивало согла -сия расчета с экспериментом. 6. Выводы к главе I При несекционированных электродах в продольном тлеющем разряде в азоте с направлением потока от катода к аноду (К-лА.) увеличение тока разряда сопровождается уменьшением его плотности и увеличением длины фарадеева темного пространства. Обнаружено сильное влияние направления скорости потока газа на структуру фарадеева темного пространства в азоте: длина этой области при направлении потока от катода к аноду (К-^А) значительно больше, чем при обратном направлении потока (А—К). Средние величины приведенной напряженности электрического поля с/г в разряде (А-*К) заметно превышают средние значения с/г в разряде (К-^А). Увеличение потока активных частиц (метастабильные и'колеба-тельно-возбужденные частицы, радикалы), вносимых потоком газа в фа-радеево темное пространство продольного разряда, увеличивает длину этой области. В продольном тлеющем разряде в воздухе обнаружено малое по сравнению с азотом влияние направления скорости потока газа на структуру фарадеева темного пространства. Экспериментально установлено, что длина фарадеева темного пространства в воздухе значительно больше, чем в азоте. При анализе структуры фарадеева темного пространства в воздухе необходимо учитывать уменьшение коэффициента ион-ионной рекомбинации вследствие разогрева ионов в электрическом поле разряда. ~ 53 - Фарадеево темное пространство возникает в тлеющем разряде из-за специфической особенности этого разряда, отличающей его от других видов:замыкание разрядного тока на катоде в тлеющем разряде осуществляется потоком положительных ионов. Необходимое для такого замыкания тока высокое электрическое поле сосредоточено в узкой пространственной области возле катода (область катодного падения потенциала), в которой кроме потока положительных ионов формируется также и пучок быстрых электронов. Этот электронный пучок, выйдя из катодной области, производит интенсивную ионизацию и возбужде-ние нейтрального газа, вследствие чего за катодным слоем образуется область несамостоятельного разряда с высокой концентрацией заряженных и возбужденных частиц и низким электрическим полем (в тлеющем разряде низкого давления электрическое поле в этой области может даже менять свое направление [зэ] ). Однако на некотором расстоянии от катода находится плазменный столб, который характеризуется достаточно высокими электрическими полями, и в нем осуществляется локальное равновесие плотности плазмы, основанное на ударной ионизации. Поэтому в любом тлеющем разряде между областью малых полей у катода и плазменным столбом с ионизационным равновесием должна существовать переходная область (в классическом тлеющем разряде низкого давления в длинных трубках эта область называется фара-деевым темным пространством) с растущим к аноду полем. Пространственная структура фарадеева темного пространства определяется происходящими в нем элементарными процессами, тип и скорость которых зависят от давления и сорта газа, скорости потока и т.д. Как показывают экспериментальные результаты данной главы, длина ФТП тлеющего разряда повышенного давления в потоке газа может достигать нескольких сантиметров, т.е. составлять значительную часть межэлектродного зазора. Поэтому исследование структуры этой области имеет помимо чисто научного интереса большое практическое значение, так как малые значения / L в фарадеевом темном пространстве могут заметно уменьшить общий энергетический кпд установки. Следовательно, свойства ФТП в значительной степени определяют эффективность лазерных и плазмохимических устройств. В тлеющем разряде низкого давления в длинных трубках структура фарадеева темного пространства определяется диффузией заряженных частиц из отрицательного тлеющего свечения вдоль оси трубки и к стенкам, где происходит рекомбинация зарядов [40І . В тлеющем разряде повышенного давления роль процессов диффузии в переносе заряженных частиц мала по сравнению с дрейфовым переносом, а гибель заряженных частиц определяется объемными процессами, зависящими от сорта газа. Поэтому и структура ФТП в этом случае будет зависеть от сорта газа. Исследование распределения электрического поля в поперечном тлеющем разряде [э] показало наличие сильной неоднородности поля вдоль тока. Это дало основание А.А.Веденову предположить, что в объеме такого разряда плотность плазмы поддерживается за счет дрейфового переноса ее из приэлектродных областей. Однако существенно неодномерное распределение электрического поля в таком разряде, переменная вдоль потока плотность тока разряда затруднили детальное выяснение процессов, определяющих структуру такого разряда. В [ю] также исследовалась структура поперечного тлеющего разряда, однако, выбранная система электродов (трубки ф I см) еще более способствовала неодномерному распределению параметров в разряде. Первые экспериментальные исследования тлеющего разряда повышенного давления в азоте, допускающие моделирование разряда в одномерном приближении (что существенно облегчило расчетную и теоретическую задачу построения его математической модели) были выполнены в работе [і9І для квазистационарного разряда в покоящемся газе. В этой работе была построена аналитическая модель фарадеева темного пространства в азоте, основанная на учете зависимости подвижности электронов ие от электрического поля /Ue = /ue(L), которая удовлетворительно описывала экспериментальные данные. В рабо проведены численные расчеты фарадеева темного пространства разряда в воздухе. В этом случае структура ФТП определяется трансформацией потока электронов в отрицательные ионы. В работе [42 ] при описании ФТП разряда в электроотрицательных газах, кроме трансформации потока электронов в отрицательные ионы, учтена зависимость подвижности электронов от электрического поля. Было установлено, что вблизи границы с тлеющим свечением, когда параметр t/P 3 В/см.Тор, рост поля в основном обусловлен зависимостью подвижности электронов Де от поля ( p J , при этом длина данного участка Ьф и+ й/))а , где ))а -частота трехтельного прилипания электронов. Дальнейший рост поля (т.е. при t/r 3 В/см.Тор) обусловлен трансформацией электронов в отрицательные ионы. Длина ФТП в этом случае и „ 1fi/p -ri Видно, что в типичных для тлёюще-го разряда повышенного давления условиях и и cpz т.е. учет зависимости jue = jue (и) слабо влияет на длину фарадеева темного пространства разряда в электроотрицательных газах. В работе [431 исследовался продольный тлеющий разряд в длинной трубке, когда в балансе заряженных частиц существенную роль играет диффузия (амби-полярная и турбулентная). Интересную разрядную ситуацию промоделировали авторы работы [44 I . Однако в рамках выбранного шли подхода авторам не удалось проследить структуру фарадеева темного пространства продольного разряда. Автором данной диссертации проведены подробные исследования структуры ФТП и плазменного столба неограниченного стенками продольного тлеющего разряда в условиях, максимально упрощающих интерпретацию полученных результатов. Основные результаты этих исследований опубликованы в 45,46 . Малая роль процессов диффузии и ионизации практически на всей длине межэлектродного промежутка в тлеющем разряде повышенного давления накладывает особые условия на его приэлектродные области. В этих областях происходит генерация потоков заряженных частиц, обеспечивающих протекание тока через газовый промежуток. В анодной области (АО) происходит генерация потока положительных ионов, которые необходимы для поддержания квазипеитральности плазмы в основной части межэлектродного зазора. Анодная область является до некоторой степени самостоятельной областью тлеющего разряда и в известных пределах характеризуется относительно независимым собственным распределением плотности тока. Из общих соображений ясно, что это распределение будет оказывать влияние на распределение тока в плазменном столбе разряда. В то же время распределение тока в плазменном столбе определяет условия на границе АО и тем самым воздействует на ее параметры (на плотность тока и величину анодного падения). Поэтому исследования АО важны с точки зрения установления топологии протекания тока в тлеющем разряде повышенного давления. Кроме того, как показывают экспериментальные исследования [17J , развитие неустойчивости, приводящей к контракции разряда, часто начинается с зарождения плазменной неоднородности в анодной области, из которой затем происходит прорастание шнура в объем разряда, т.е. анодная область в значительной степени определяет устойчивость разряда по отношению к конт-рагированию и его удельные энергетические характеристики. С точки зрения повышения кпд газоразрядных устройств важны сведения о величине анодного падения потенциала UQ , так как электрическая мощность, выделяющаяся в анодном слое ( Jl/a , где J - ток разряда), идет на нагрев газа и, следовательно, понижает эффективность газоразрядных устройств. Таким образом, исследования анодной области тлеющего разряда повышенного давления представляют значительный научный и практический интерес. Теория анодной области тлеющего разряда низкого давления в длинных трубках была развита Энгелем [бі] . Величина анодного падения 1Уй в этой теории оказалась порядка потенциала ионизации атомов или молекул, заполняющих газоразрядную трубку, в случае квадратичного по координате распределения напряженности электрического поля в анодном слое. Экспериментальные исследования анодной области показали, что для разряда низкого давления в электроположительном газе эта теория довольно хорошо описывает экспериментальные зависимости. Однако измерения Ua в электроотрицательных газах показали, что его величина может заметно превышать потенциал ионизации газа [40J . Эксперименты в тлеющем разряде в воздухе показали, что такая ситуация имеет место и при повышенных давлениях J2IJ . В работе [l8J была рассчитана вольт-амперная характеристика анодного слоя тлеющего разряда повышенного давления в воздухе в предположении малости концентрации отрицательных ионов по сравнению с плотностью электронов. Однако вычисленное значение и сказалось 10 В, что заметно меньше экспериментальных величин. Возможно это связано с выбором не очень удачной аппроксимации коэффициента ионизации в этой работе. К тому же UQ оказалось слабо зависящим от давления газа и плотности тока ( Ці г / І ). Толщина анодного слоя с/а в этой теории получалась не зависящей от давления. Расчет стационарной анодной области разряда при повышенном давлении для азота [l9] показал, что в отличие от тлеющего раз ряда низкого давления величина Ua в электроположительном газе, также как и в электроотрицательном, может заметно превышать потенціал ионизации газа. В этих расчетах было получено, что напряженность электрического поля на аноде является слабо (логарифмически) растущей функцией от j/г , а толщина слоя dQ r/i . Оценка L4 для характерных значений /иг давала значение L » (20+100)В Однако вследствие падающей ВАХ анодного слоя заранее было неочевидно, что АО может стационарно существовать с таким большим иа в тлеющем разряде. В работе [20] также численно исследовался процесс установления анодной области в азоте. Измерения анодного падения в поперечном тлающем разряде в электроотрицательных газах проводились в работах [і0,62]. В [42,63] были проведены численные расчеты анодной области в электроотрицательных газах при различных предположениях относительно механизма разрушения в анодной области отрицательных ионов Эти расчеты показали, что выбор того или иного механизма разрушения отрицательных ионов может повлиять на характер распределения электрического поля в анодном слое. Теоретические исследования анод ной области несамостоятельного разряда проводились в работах [б4,65 Таким образом, к моменту выполнения данной работы имелось очень небольшое число теоретических и экспериментальных работ по исследованию анодной области тлеющего разряда повышенного давления. Физическая картина явлений в анодной области оставалась неясной, а, например, такой практически важный вопрос как влияние скорости потока на параметры анодной области был по существу.неисследованным. Основной материал данной главы опубликован в [48,66 ] . Тлеющий и дуговой разряды отличаются прежде всего процессами замыкания тока на катоде, обуславливающими и различие параметров катодных областей этих разрядов Если в тлеющем разряде катодное падение составляет обычно несколько сотен вольт, то в дуговом -порядка потенциала ионизации атомов металла или среды, т.е. не превышает двух-трех десятков вольт. В то же время плотность тока на катоде в тлеющем разряде на три-пять порядков ниже, чем в дуговом Переход тлеющего катодного слоя в дуговое пятно создает на ка тоде очаг с высокой плотностью тока, который вызывает перераспределение тока в объеме тлеющего разряда и способствует, как это наблю далось в ряде экспериментов, его контракции. Поэтому исследования перехода катодной области из тлеющего режима в дуговой важны для выяснения общей картины и создания полной модели контракции тлеющего разряда, описывающей зарождение и развитие высоко-проводящего токового канала. Кроме того, исследования такого перехода представляют и самостоятельный интерес, связанный с выяснением физических причин, приводящих к потере устойчивости тлеющего катодного слоя и обеспечивающих возникновение дугового пятна. Исследованию перехода тлеющего катодного слоя в дуговой режим посвящено значительное количество работ (см.обзор б7] и пит.там литературу). Начиая с работ 30-х годов [бо] , основным механизмом, обеспечивающим появление падающего участка вольт-амперной характеристики тлеющего катодного слоя и, следовательно, его контракции (т.е. переход в дуговой режим), считается автоэлектронная эмиссия. Эта концепция, сохранившаяся до настоящего времени [24,25], была заимствована из представлений о пробое вакуумного промежутка с образованием дугового пятна. Вакуумный пробой происходит при полях на катоде tK 10 В/см [бв] , обеспечивающих необходимый для ло-кального расплавления катода ток автоэмиссии, микровыступы на катоде приводят к локальному усилению поля, поэтому средние по промежутку значения пробойных полей для вакуумных дуг могут быть на два порядка меньше tKp По аналогии с вакуумным пробоем в книге [25] утверждается, что необходимым и достаточным условием перехода нормального тлеющего разряда в дугу является достижение в катодном слое среднего поля 10 В/см, усиление которого на микровыступах до LKp обеспечивает возникновение взрывной эмиссии. Образование дуговых катодных пятен в тлеющем разряде при малых давлениях авторы [25] объясняют зарядкой диэлектрических пленок до [ 10 В/см и последующим их пробоен. Обсудим вопрос о правомерности непосредственного применения понятий теории вакуумного пробоя к процессу перехода тлеющего разряда в дугу. Для создания вакуумного пробоя большие поля принципиально необходимы, так как в вакууме нет кроме автоэмиссии процессов, способных создать требуемый для локального плавления катода ток. В случае тлеющего разряда ток в промежутке уже существует. Поэтому локальный разогрев катода до плавления может произойти без автоэмиссии за счет контракции тлеющего слоя до плотности тока в пятне много выше нормальной. Кроме того, усиление поля микроостриями при наличии газа вблизи металла и адсорбированного слоя автомов и молекул на его поверхности может отличаться от усиления в вакууме. Рассмотрим этот вопрос подробнее. Локальное усиление поля микровыступом в вакууме определяется отношением б - а/г , где а - высота микровыступа, радиус закругления его кончика [б9]. Характерный размер области сильного поля вблизи кончика порядка его радиуса. При наличии газа в промежутке и существования в нем тлещего разряда возникают еще два характерных размера » длина пробега электронов Л и толщина катодного слоя и . Существует статистическое распределение /ь и Ь , зависящее от способа обработки поверхности. Это распределение определяет наиболее вероятное значение 3 данной поверхности в вакууме. Полагая /3 постоянным и равным его наиболее вероятному значению, рассмотрим три характерных случая сочетаний 1 , Л ж и (рис.3.1). Первый случай соответствует короткому микровыступу, находящемуся внутри катодного слоя. Область сильного поля вблизи головки выступа является бесстолкновительной и не сказывается на ионизации в катодном слое. Случай очень тонкого и длинного микро-выступа (2 л , но /1 = в-ї и ) при межэлектродных зазорах » и не представляет интереса, так как такой выступ "протыкает" катод » ный слой, не разрушая его, и усиливащая головка находится в области малых полей тлещего свечения» Второй случай из-за наличия ионизации в области сильного поля соответствует локальному разрушению катодного слоя вблизи микровыступа и образованию коронирущей об ласти около его головки» Третий случай соответствует большому микровыступу, который весь обволакивается катодным слоем» Используемый в практических приложениях стационарный тлеющий разряд повышенного давления создается, как правило» в потоке газа. Турбулентность потока, возникающая при повышении скорости и (или) давления, существенно усложняет физику такого разряда. Последовательная, строгая теория турбулентности в настоящее время отсутствует, поэтому большая роль в исследовании эффектов от турбулентности принадлежит эксперименту. Интерес к исследованиям газодинамической структуры потока в разрядных камерах стимулируется большим влиянием, оказываемым турбулентностью на различные об » ласти разряда и его устойчивость. Так, в гл,П показано значительное влияние турбулентности на анодную область тлеющего разряда и, следовательно, на его устойчивость по отношению к контракции, зарождение которой часто начинается в анодной области, В работе [78] экспериментально показано, что турбулизация потока в катодной области разряда позволяет повысить устойчивость разряда по отношению к доменной неустойчивости. Многочисленные экспериментальные исследования свидетельствуют о существенном воздействии тур-булетности на плазменный столб разряда. Таким образом, проблема взаимодействия тлеющего разряда с турбулентным потоком газа доста -точно актуальна и не может быть решена без соответствующих газодинамических измерений. Причем решение данной задачи диктует необходимость газодинамических измерений для каждого конкретного случая в связи с тем, что длины используемых в лазерной технике и плазмохимии газоразрядных камер, как правило, недостаточны для установления в них развитой турбулентности. Поэтому богатый экспериментальный материал, накопленный в газодинамических исследованиях в длинных каналах, к сожалению, непосредственно неприменим для описания газодинамики потока в газоразрядных камерах. К началу выполнения данной работы в литературе существовало достаточно большое число публикаций, посвященных исследованию тлеющего разряда в турбулентном потоке газа. В большинстве этих работ изучался тлеющий разряд низкого давления в длинных трубках ю,79,80]. Результаты экспериментов свидетельствовали о том, что турбулентность потока оказывает стабилизирующее действие на тлеющий разряд. Это дало основание авторам при интерпретации результатов свести воздействие турбулентности на тлеющий разряд только к увеличению эффективных коэффициентов диффузии и теплопроводности, т.е. к интенсификации процессов "рассасывания" неоднородностей в разряде, что приводит к повышению его устойчивости. При этом проводилась аналогия между турбулентной и амбшюлярной диффузией. Действительно, так как ионы за счет столкновений с молекулами "вморожены" в нейтральный газ, а электроны электрически связаны с ионами, то турбулентные пульсации нейтрального газа с характерным размером і 1ПН (где 1ПН - размер плазменной неоднородное ти; будут вызывать рассасывание плазменных неоднородностей, подоба но амбшюлярной диффузии. Следует подчеркнуть, что вследствие низкого давления газа анодная область разряда в отмеченных экспериментах находилась в режиме с нормальной плотностью тока. В этом режиме анодная область устойчива по отношению к возмущениям плотности плазмы. Объемное же энерговыделение было недостаточным для того, чтобы плазменные возмущения, инициируемые турбулентными флуктуациями потока, усили- вались до значительных амплитуд в объеме разряда. Поэтому турбулентность потока приводила только к интенсификации рассасывания плазменных неоднородностей, т.е. к стабилизации разряда. К этим экспериментам примыкает серия исследований неограниченного стен-» нами тлещего разряда в лагерных смесях с большим содержанием гелия [8Ь 83] . Большое содержание гелия в лазерной смеси обеспечи вало низкую нормальную плотность тока на аноде Иная ситуация возникает в тлеющем разряде повышенного давления в молекулярных газах. Как установлено в гл.П данной диссертации, анодный слой в этих условиях находится в поднормальном режиме и обладает падающей ВАХ„ В этом случае вызываемые турбулентными пульсациями потока плазменные неоднородности вблизи анода могут усиливаться анодной областью до заметных амплитуд вплоть до обра зования контрагированного состояния. Кроме того, описанный выше подход к оценке влияния турбулентности потока на тлеющий разряд, основанный на учете интенсификации процессов рассасывания плазменных неоднородностей, справедлив для таких процессов, характер ная частота которых много меньше частоты вращения турбулентных вихрей, а характерный размер неоднородностей намного превышает размер вихрей. Для процессов, определяющих контракцию тлеющего разряда повышенного давления, эти условия обычно не выполняются. Поэтому влияние турбулентности на устойчивость тлеющего разряда повышенного давления является более сложным и многосторонним по сравнению с разрядом низкого давления. Такое положение отражается в литературных публикациях, посвященных исследованию влияния турбулентности на устойчивость тлеющего разряда повышенного давления. Так, например, в работе [33] было обнаружено уменьшение устойчивости разряда при развитии в анодной области крупномасштабной турбулентности. В работе [32] было установлено, что при одинаковой интенсивности турбулентности ее положительное влияние на устойчивость разряда уменьшается о ростом масштаба генерируе мых вихрей. В [84] обнаружена неоднозначная зависимость удельной мощности, вкладываемой в разряд, от интенсивности турбулентности потока. Из приведенного обзора литературы можно сделать следующее за ключение. Турбулентные пульсации потока оказывают на устойчивость тлеющего разряда двоякое действие: они размешивают созданные разрядом плазменные неоднородности, но в то же время являются гене ратораш таких неоднородностей, которые могут усиливаться разрядом до заметных амплитуд, т.е. эффекты турбулентности одновременно и стабилизируют, и дестабилизируют тлеющий разряд. Суммарный эффект определяется конкретной пространственно-временной структурой турбулентного потока в газоразрядной камере. Из общих соображений ясно, что наиболее эффективное воздействие турбулентности на устойчивость разряда будет в случае, когда параметры газодинамических вихрей определенным образом скоррелированы с пространственными и временными характеристиками разрушаемых разрядных неоднородностей. Так, например, характерный размер вихрей І. должен быть порядка размера неоднородностей, а характерная частота вращения вихрей v /i должна быть порядка частоты образования неоднородностей, либо порядка инкремента неустойчи-вости jf jE/P . Таким образом, для анализа воздействия газоди намических вихрей на плазменные неоднородности газового разряда (т е. влияния турбулентности потока на устойчивость разряда) недостаточно знания лишь одного интегрального параметра потока типа коэффициента турбулентной диффузии (который использовался для этих целей в большинстве цитируемой литературы), а необходимо более детальное знание пространственно-временных масштабов этих неоднородностей. Такие измерения пространственных и временных характеристик газодинамических и плазменных неоднородностей были впервые проведены автором данной диссертации. Основные результаты этих исследований изложены в работах [85,86] .Структура фарадеева темного пространства и плазменного столба неограниченного стенками тлшцего разрвда в азоте и воздухе
Анодная область стационарного тлшцего разряда повышенного давления в потоке газа
Механизм перехода катодного слоя тлеющего развода в дуговое штно при повышшном давлении газа
О механизме воздействия турбулентного потока газа на поперечный тлеющий разввд
Похожие диссертации на Экспериментальное исследование тлеющего разряда в потоке молекулярных газов
