Содержание к диссертации
Введение
Раздел I. Современные представления о физике процессов пробоя коротких промежутков в газах высокого давления 22
ГЛАВА I. Начальные стадии развития газового разряда 24
I.I. Форшірование и развитие лавины ионизации и стримеров при электрическом пробое газов высокого давления... 24
1.2. Стримерный пробой газов во внешних сильных магнитных полях 35
1.3. Анализ существующих моделей пробоя газов высокого давления 38
1.4. Механизмы возбуждения фотоионизирующего излучения в плазме стримера 45
1.5. Плазменные эффекты при развитии пробоя 51
ГЛАВА 2. Формирование канала разряда при стримерных пробоях
2.1. Контракция канала и токовые'неустойчивости 56
2.2. Стадия расширения плазмы искрового канала 57
ГЛАВА 3. Стадия квазистационарной дуги
3.1. Переход к дуге при сильноточном искровом пробое газов 61
3.2. Дуговая стадия искрового разряда как импульсный источник излучения 63
ГЛАВА 4. Постановка задачи и выбор методов исследования раздея п. экспериментальные исследования характеристик разряда в сильных магнитных полях до 500 кэ. выбор и обоснование методов исследования 72
ГЛАВА 5. Электротехнические измерения параметров пробоя газов высокого давления 81
5.1. Описание экспериментальной установки и методов регистрации электрических характеристик пробоя... 81
5.2. Электрическая схема и описание работы генератора импульсных магнитных полей до 500 кЭ 85
5.3. Результаты электрических измерений и их анализ 89
I) Характерные времена развития и ступенчатый спад напряжения при пробое газов 89
II) Пробой газов в сильных продольных магнитных полях. Времена перехода и напряжение прения квазистационарной дуги в магнитных полях.
Влияние сильного магнитного поля на характеристики канала искры 97
ГЛАВА 6. Пространствешо-временная оптическая картина развития пробоя 128
6.1. Регистрация развития разряда электронно-оптическим преобразователем 128
6.2. Исследование картины развития искры в сильных магнитных полях с помощью ячейки Керра 131
6.3. Результаты и их обсуждение. Оптические картины развития пробоя промежутков в различных газах. Скорости расширения искрового канала в магнитных полях 133
ГЛАВА 7. Разрешенная во времени спектроскопия плазмы пробоя газов 153
7.1. Установка для снятия спектров излучения искрового разряда высокого давления в сильных магнитных полях...153
7.2. Снятие мгновенных спектров излучения искры спектрографом в сочетании с ячейкой Керра 156
7.3. Фотоэлектрический метод измерения интенсивности спектра излучения во времени 157
7.4. Установка для определения скорости изменения геометрических размеров и излучаемой энергии во времени 158
7.5. Определение электронной концентрации плазмы квази стационарной дуги в магнитных полях методом лазер ного рассеяния 165
7.6. Результаты спектральных измерений и их анализ 169
РАЗДЕЛ III. Плазменная модель развития электрического разряда. в газах высокого давления 189
ГЛАВА 8. Кинетика развития электрического пробоя газов высокого давления 194
8.1. Лавино-плазменные переходы и влияние на них сильных магнитных полей 194
8.2. Феноменологическая модель развития стримера 206
8.3. Вынужденное рекомбинационное излучеьше из плазмы стримера как источник вторичных электронов для его распространения 211
8.4. Устойчивость канальной стадии пробоя газов высокого давления 214
8.5. Обоснование физических условий работы рекомбинационного ОКГ на стримерных стадиях пробоя газов 218
Заключение, выводы и положения диссертации 224
Литература
- Стримерный пробой газов во внешних сильных магнитных полях
- Дуговая стадия искрового разряда как импульсный источник излучения
- Электрическая схема и описание работы генератора импульсных магнитных полей до 500 кЭ
- Исследование картины развития искры в сильных магнитных полях с помощью ячейки Керра
Введение к работе
диссертация посвящена экспериментальному исследованию физики электрического пробоя плоского сантиметрового газоразрядного промежутка высокого давления в сильных продольных магнитных полях с целью выяснения механизма развития газового разряда и создания физической модели процесса пробоя газов высокого давления. Изучались электротехнические, оптические и спектральные характеристики пробоя газов.
Электрический пробой, как нестационарный процесс ионизации первоначально нейтрального газа, приводящий к образованию плазмы высокой проводимости, является неотъемлемой фазой любого газоразрядного процесса. Естественно поэтому, что исследование этого явления имеет почти вековую историю. Несмотря на обилие как экспериментальных, так и теоретических работ, посвященных изучению электрического пробоя газов, до настоящего времени нет адекватной физической модели этого процесса, позволяющей описывать все его стадии /1-6 /.
В последнее десятилетие интерес к изучению разрядов в плотных газах ( как экспериментальному, так и теоретическому) резко возрос в связи с широким их применением в научных исследованиях и технике: это источники интенсивного некогерентного и когерентного излучения; скоростная фотография; коммутация высоковольтных и сильноточных устройств; генераторы плазмы, ударных волн, мощных электронных пучков; плазменная технология обработки металлов; плазмохимия; плазменные движители; искровые камеры и многие другие области науки и техники. Прогресс в развитии перечисленных областей во многом определяется знанием характеристик пробоя газов повышенного давления, для чего необходимо дальнейшее более тщательное изучение современными экспериментальными методами физики как начальной, так и каналово-дутовых стадий пробоя. Этим
и определяется актуальность проведенных нами исследований. Пробой газов высокого давления можно разделить на три фазы: начальные стадии образования искры; формирование и развитие канала; переход к квазистационарной дуге и её горение. Все эти стадии сильно отличаются друг от друга по таким параметрам как времена развития, вольтамперные характеристики, характер излучения (спектральный состав и интенсивность), концентрация и температура заряженных частиц и т.п. При этом важно заметить, что начальные фазы искровых разрядов имеют длительность от нескольких десятков до сотен наносекунд, в отличие от канала и дуги, которые могут существовать от сотен наносекунд до сотен микросекунд. Начальные быстропротекающие стадии характеризуются относительно слабым свечением и нерегулярной структурой, что затрудняет их диагностику спектроскопическими и оптическими методами. В то же время изучение именно этой стадии приобрело в последнее время важное значение в связи с развитием мощных газовых лазеров. Указанные выше трудности длительное время не позволяли из-за несовершенства техники физического эксперимента проведения глубокого изучения элементарных процессов на начальных стадиях пробоя.
Как показано в / 7-12/ развитие начальных стадий пробоя в зависимости от условий эксперимента (интенсивности предионизации, напряженности поля, давления) может происходить либо с образованием стримеров, либо через формирование однородного объемного разряда. Такое подразделение связывается условиями развития лавин ионизации до критического усиления, причем если поле объемного заряда лавины искажает внешнее поле, то наблюдается стримерный пробой.
В настоящей работе экспериментально на современном уровне исследовался стримерный пробой, причем основное внимание уделено наименее изученной начальной стадии пробоя. В работе впервые была поставлена и решена задача получения полного набора основных парамет-
- 7 -ров, характеризующих пробой газов в сильных продольных магнитных полях (под сильными понимаются такие поля, в которых ларморовский
радиус электронов %ие меньше их длины свободного пробега А« , поэтому в дальнейшем напряженность магнитного поля, соответствующая условию 'Z-z/e-^e. называется критической Нкр ). С этой целью экспериментально определялись следующие параметры пробоя ( как при наличии внешних магнитных полей, так и без них): характерные времена и скорости развития процессов в разрядном промежутке, энерговклад, температура и концентрация электронов. Это потребовало создания современных экспериментальных установок для снятия с временным разрешением в десятки наносекунд электрических, оптических и спектральных характеристик пробоя газов.
В исследованиях, проведенных в диссертационной работе, впервые:
Экспериментально обосновывается и теоретически развивается новое направление в физике электрического пробоя газов-это так называемый плазменный механизм, базирующийся на представлении об образовании на начальных стадиях пробоя газов плазмы с высокой концентрацией заряженных частиц, что по-существу и определяет характер протекания дальнейших этапов развития пробоя вплоть до его завершения / 13-16/.
Предложен и качественно обоснован новый механизм распространения плазменных стримеров, названный лазерным, заключающийся в том, что распространение стримера обусловлено фотоионизацией, производимой вынужденный излучением из плазмы стримера в процессе её ударно-излучательной рекомбинации / 117, 118, 120/.
Проведено исследование процессов развития искры в сильных продольных магнитных полях вплоть до значений напряженности магнитного поля 380 кЭ / 14,126,132/.
Экспериментально обнаружено неизвестное ранее явление
усиления интенсивности ионных спектральных линий плазмы в видимом и ультрафиолетовом спектральных диапазонах на квазистационарной дуговой стадии развития искры в сильных магнитных полях / 86/.
5. При исследовании пробоя газов во внешних магнитных полях обнаружено: уменьшение времени формирования, резкого спада напряжения, скорости расширения канала, с одновременным увеличением длительности ступени напряжения, горения квазистапионарной дуги и ростом напряжения горения квазистапионарной дути / 88,122, 132/.
6. Предложена физическая модель пробоя газов высокого давления вплоть до образования дуги / 14, 15, 16 /.
В проведенных исследованиях:
Развиты физические представления о механизме пробоя газов высокого давления на начальных стадиях, что важно для улучшения характеристик различных устройств, работа которых связана с использованием пробоя газовых промежутков.
Показана принципиальная возможность управления временными характеристиками пробоя в газах высокого давления с помощью внешних сильных продольных магнитных полей.
Предлагается использовать сильноточный искровой разряд
во внешних сильных продольных магнитных полях для создания источников света с преимущественным выходом в ультрафиолетовой области спектра.
4. Высказана идея о возможности создания нового типа опти
ческих квантовых генераторов путем использования излучения плаз
менных стримеров при пробое газов высокого давления.
Диссертация состоит из введения, трех разделов (включающих восемь глав), заключения и списка литературы; в конце каждого раздела приводятся основные выводы,
общие итоги проведенных исследований подводятся в заключении.
Во введении изложена история изучаемого вопроса, сформулирована основная задача исследований и приведено краткое содержание диссертации.
Первый раздел состоит из трех обзорных глав, в которых кратко излагаются современные представления о физических процессах, происходящих при пробое плоских промежутков в газах высокого давления, и четвертой главы, в которой формулируется задача наших исследований.
В первой главе анализируются как экспериментальные, так и теоретические работы, посвященные изучению начальных стадий развития газового разряда. Отмечается, что впервые элементарные процессы при пробое газов низкого давления без учета искажения поля пространственньм зарядом были рассмотрены Таунсендом /1-6 /. Теория Таунсенда удовлетворительно описывает экспериментальные данные при значениях fZQQ< 7.10 см и оказывается несправедливой при переходе к значениям /2ац>7.10 см . Так, экспериментальные данные по пробою коротких промежутков при давлениях, близких к атмосферному и выше, обнаружили следующие основные факты, противоречащие теории Таунсенда /1,5,6 /.
I) не наблюдается зависимости пробивного напряжения от материала катода;
наблюдаются отклонения от закона Пашена;
времена формирования разряда почти на два порядка меньше, чем это следует из теории.
Отмечается, что целым рядом авторов (Роговский, Капцов и др.) /I, 45-47 / была сделана попытка устранить возникшее противоречие путем учета влияния пространственного заряда, образуемого в результате движения электронных лавин. Однако, это не позволило описать все многообразие наблюдаемых явлений при про-
-ГО-бое газов высокого давления.
Первые эксперименты по исследованию оптических картин развития начальных стадий пробоя газов высокого давления были проведены Ретером в камере Вильсона /2,6 /. Затем многие исследователи изучали начальные стадии с применением различных методик: ячейка Керра, ФЭУ, ЭОП и т.п. /7, 17,27/« Эти исследования показали, что процесс пробоя начинается с развития электронных лавин, которые при достижении критического усиления тормозятся и более интенсивный процесс ионизации газа (названный "плазменными стримерами") начинает почти одновременно распространяться к обоим электродам. При этом могут возникать одновременно несколько стримеров. Была измерена скорость стримеров, которая оказалась примерно на порядок больше скорости дрейфа лавин. Оценка заряда в головке лавины с критическим усилением при перерастании их в стримеры для опытов Ретера дала значение полного числа электронов Л4 *~ Ю , что соответствовало их концентрации /2е~10 см , температура электронов Те в развивающейся лавине составляла 1*10 эВ. На основе экспериментальных данных еще в 40-х годах Мик, Леб и Ретер / 2, 5, 6 / впервые предложили стримерную теорию искрового разряда. Они же сформулировали условия, которым должна удовлетворять теория пробоя газов высокого давления:
механизм пробоя должен существенно зависеть от движения электронов, ионы можно считать неподвижными;
процесс пробоя начинается с движения одного электрона и затем распространяется вдоль узкого канала;
развитие пробоя определяется вторичными процессами в объеме газа и не сявязано с процессами на катоде;
4) правильно выбранный механизм развития разряда должен включать процессы, связанные с образованием пространственного заряда.
- II -
Несмотря на то, что стримерную теорию нельзя признать удовлетворительной в количественном и, в меньшей степени, качественном отношении, тем не менее общие её представления можно считать верными и подтвержденными экспериментально. Однако, основные положения этой теории предполагают без достаточного физического обоснования выполнения следующих двух условий, необходимых для распространения стримеров:
стример возникает, когда поле пространственного заряда лавины f сравнивается с внешним 0 ( ^/ =/с 0 , где =0,1 х I);
для продвижения стримеров необходимо, чтобы головка лавины излучала фотоны в количестве, достаточном для поддержания и распространения стримера в процессе фотоионизации газа, что накладывает ограничение на плотность ионов в лавине, которая должна быть не ниже некоторого критического значения/?/ ,7.10 см"" .
Анализ работ, рассматривающих природу фотоионизирующего излучения из головки лавины, а значит и развитие стримеров, показывает отсутствие достаточно полного физического её обоснования.
В первой главе обсуждается так же факт скачкообразного распространения плазменного стримера, впервые обнаруженного в настоящей работе /17,27/.
Отмечается, что прогресс в развитии техники физического эксперимента в последние годы дал возможность одновременно с вольт-амперными и оптическими измерениями регистрировать спектры излучения начальных стадий пробоя с разрешением в несколько наносекунд. В этой связи рассматриваются опубликованные в последнее время работы по спектроскопии плазменных стримеров, из которых, в частности, следует, что их электронная концентрация и
ТА Tfi —Я
температура составляют соответственно Ле ~ Ю * 10 см"" и Те-
- ia -
~I*IO эВ.
Наконец, обсуждаются опубликованные в литературе единичные работы по исследованию начальных стадий пробоя газов в сильных магнитных полях.
Во второй главе анализируются работы по формированию канала при пробое газов как в сильных магнитных полях, так и без них. Отмечается отсутствие экспериментально подтверждаемого механизма образования высокопроводящего канала искры и влияния на расширение канала искры сильных продольных магнитных полей.
Третья глава посвящена обзору литературы по изучению стадии квазистационарной дуги при импульсном пробое газов высокого давления, дуговая стадия, которая используется как импульсный источник излучения видтіого диапазона, изучена достаточно полно, однако практически нет работ по исследованию характеристик этой стадии в сильных магнитных полях.
В главе четвертой на основе проведенного анализа результатов экспериментального и теоретического изучения электрического пробоя газов высокого давления ставится задача исследований и делается выбор адекватных диагностических методов. В качестве основной выдвигается задача экспериментального исследования с высоким временным разрешением физических процессов в начальных стадиях пробоя, формирования и развития канала, а также изучения стадии квазистационарной дуги в сильных магнитных полях.
Стримерный пробой газов во внешних сильных магнитных полях
Наложение на разрядный промежуток сильных магнитных полей создает определенные дополнительные возможности при изучении физики явления в результате усиления одних и ослабления других элементарных процессов, протекающих в разрядном промежутке. Сама идея исследования макропараметров разряда во внешних магнитных полях не нова. Однако, основные исследования до сих пор проводились при пониженных давлениях и в относительно слабых магнитных полях /37,38, 39 /. Пробою же газов в сильном магнитном поле при атмосферном давлении уделялось мало внимания, хотя импульсные магнитные поля очень большой напряженности были получены еще в начале нашего столетия.
Анализ экспериментов по пробою газов в магнитном поле показывает, что влияние магнитного поля на пробой газов проявляется, начиная с некоторых критических полей, при которых радиус ларморов-ской орбиты электронов становится меньше их длины свободного пробега ( //е Ле или u)fj0 і)Єп ). Уже первые работы, посвященные анализу влияния магнитных полей на элементарные процессы, происходящие при пробое газов, показали увеличение эффективного числа актов столкновения электронов с атомами газа при наличии сильного магнитного поля в результате уменьшения коэффициента \ 2. \2 поперечной диффузии в ( / + Л%г ) = (4+ H / f ) раз./37/ Hg в/)
В работе /38 / исследован, импульсный пробои аргона при малых значениях Р d в продольных магнитных полях. Удовлетворительное объяснение экспериментальных данных авторам удается дать, исходя из лавинного механизма размножения заряженных частиц, и считая вторичный механизм связанным с переносом резонансного излучения и процессами диффузии. Предполагается следующая схема развития разряда: первичный электрон производит лавину, которая достигает анода со скоростью Цдр » но при малых значениях pcL эта лавина недостаточна для создания критического поля пространственного заряда. Фотоны, достигая анода раньше электронов, дрейфуют назад к катоду со скоростью, определяемой диффузией резонансного излучения. С катода фотоны освобождают электроны, служащие источником для второй лавины и т.д., пока не образуется критический пространственный заряд, достаточный для пробоя. Авторы полагают, что лавина имеет вид растянутого сфероида, большая ось которого параллельна силовым линиям магнитного поля. Вычисляя таким путем критический заряд А/ р при наличии магнитного поля, они приходят к выводу, что во внешнем магнитном поле он достигается раньше, чем без него, в результате ограничения поперечной электронной диффузии.
В работе /39 / экспериментально исследовался импульсный пробой неона в продольном магнитном поле напряженностью 2000Э ( /р =42,4 В/см.тор; перенапряжение \Х/ =4,6%; давление Р=П тор). Было показано, что за счет уменьшения радиальной диффузии электронов в магнитном поле достижение лавиной критических размеров происходит быстрее, чем без поля. Это в итоге приводит к уменьшению времени запаздывания разряда.
В работах / 40, 41 / анализируются результаты исследования яркостных характеристик импульсного разряда в гелии и аргоне в диапазоне изменения давлений 20 760 тор в сильных продольных магнитных полях до 150 кЭ« Установлено, что в магнитном поле яркость столба плазмы увеличивается, что, по мнению авторов, является результатом замедления расширения канала в магнитном поле.
Время формирования стримерного пробоя в воздухе в однородных магнитных полях изучалось в работе /42 / Было определено, что в однородном магнитном поле стример формируется при меньших перенапряжениях и за меньшее время, чем без поля.
Работа / 43 / посвящена экспериментальному исследованию пробоя недонапряженного воздушного промежутка в сильных продольных магнитных полях напряженностью до ДЗкЭ (Р=760 тор; d. =1+Змм; \х/ =- 10$). В этих условиях наблюдалось увеличение времени формиров; ния и резкого спада с ростом напряженности внешнего магнитного поля. Величина напряженности внешнего магнитного поля задавалась как больше, так и меньше критической. Обнаружено, что время формирования не зависит от магнитного поля при Ц Hup и увеличивается, когда Ц Ицр Увеличение времени формирования, по мнению авторов, связано с ухудшением условий для образования и распространения стримеров.
Как уже отмечалось, опубликованных работ по исследованию пробоя газов в сильных магнитных полях мало. Практически нет работ, посвященных исследованию влияния сильных магнитных полей на спектральные и оптические характеристики развития пробоя газов при высоких давлениях. Поэтому проведение таких исследований представляет самостоятельный интерес.
Дуговая стадия искрового разряда как импульсный источник излучения
Для газов с большой электронной теплопроводностью (Н2) потерями на излучение можно пренебречь. Для газов же, в которых определяющими являются потери на излучение, пренебрегают теплопроводностью.
Элементарные процессы, протекающие в плазме квазистационарной дуги, сводятся к следующему: внешнее электрическое поле сообщает энергию электронам, за счет соударений между которыми устанавливается максвелловское распределение по скоростям. При высоких давлениях (как в нашем случае %, І атм) в результате больших частот упругих столкновений электронов с ионами и атомами и столкновений между тяжелыми частицами за очень короткие времена (сотни наносекунд) устанавливается полное термодинамическое равновесие с максвелловским распределением по скоростям для ионов и атомов газа, причем% 1J-Xk Неупругие столкновения электронов с тяжелыми частицами приводят к возбуждению и ионизации атомов, которым сопутствуют обратные процессы столкновительного девозбуждения и рекомбинации электронов. В условиях термодинамического равновесия неупрутие столкновения приводят к больцмановскому распределению частиц по возможным энергетическим состояниям. Немаловажную роль в протекании элементарных процессов в плазме высокого давления играет излучение и поглощение фотонов. Испускание фотонов происходит как при связанно-связанных переходах так и при свободно-связанных и свободно-свободных переходах при рекомбинации электронов и ионов и торможении электронов в поле ионов или атомов. Процесс поглощения фотонов приводит к фотоионизации, возбуждению, ускорению электронов в поле ионов и атомов и т.п.
Из принципа детального равновесия для плазмы положительного столба квазистационарной дуги определяется степень равновесной ионизации, даваемая соотношением Саха /79 концентрации электронов, ионов и атомов; 7" -температура в градусах Кельвина; 0iоа - статические суммы для основных состояний иона и атома; U; -s; потенциал ионизации.
Из принципа детального равновесия для излучения следует также закон Кирхгофа Здесь д - коэффициент испускания (Дж/см3.ср), %-д -показатель поглощения (см ), /),/? - частота излучения и постоянная Бланка.
Характеристики термодинамически равновесной газоразрядной плазмы квазистапионарной дуги определяются родом газа и двумя параметрами (Т,Р). К ней применимы методы термодинамики, позволяющие описать макропараметры плазмы без анализа элементарных процессов. 3.2. Дуговая стадия искрового разряда как импульсный источник излучения. Известно, что большой практический интерес для оптической накачки активной среды в ОКГ представляют сильноточные излучающие разряды, являющиеся высокоинтенсивными источниками излучения в видимой и ультрафиолетовой областях спектра /77,78 /.К такого типа источникам излучения можно отнести и плазму квазистационарной дуги сильноточного искрового разряда высокого давления, которая имеет характерные размеры: радиус Й. I см, температуру поверхности Т Ю4Х плотность /2е= # 10 +1Сг9см и время существования десятки- сотни микросекунд. Давление в плазме может достигать десятков-сотен атмосфер, что требует для её удержания магнитных
полей собственного тока напряженностью - (5 20) ЮиГс (разрядные токи в десятки-сотни килоампер). Область изменения параметров плазмы сильноточной квазистационарной дуги позволяет рассматривать её как полностью ионизованный идеальный газ, находящийся в состоянии локального термодинамического равновесия (ЛТР). В рассматриваемом случае частота упругих соударений электронов Ое превышает их циклотронную частоту, что позволяет рассматривать электропроводность; диффузию, теплопроводность и другие кинетические коэффициенты изотропными. Проводимость и электронная теплопроводность полностью ионизованной идеальной плазмы определяются соотношениями / 84, 85 /. где оі я, 4.10 , 2 - зарядовое число ионов.
Для описания динамики излучающих разрядов записывается система уравнений магнитной гидродинамики с учетом потока излучения и / 78, 84 /, определяемого из соотношения где Л - единичный вектор направления распространения квантов света; Jo - спектральная, a Jjp - равновесная (планковская) интенсивность излучения; №, - коэффициент поглощения с учетом вынужденного излучения.
Электрическая схема и описание работы генератора импульсных магнитных полей до 500 кЭ
Работа генератора импульсных магнитных полей (ГИТ) осуществляется следующим образом (см.рис.7): от трансформатора через высоковольтный кенотрон ] 2 и водяное сопротивление Hz (100+300 ком) заряжается до нескольких киловольт батарея соединенных параллельно конденсаторов CQ( 8 конденсаторов марки ИМ5- 150). При подаче импульса напряжения 200-І-ЗООВ от ГШ-6 ( или специального блока синхронизации, рис.9) на запуск тиратрона ТГИ-І-400/І6 ( ]Л } рис.7) происходит разряд емкости С через тиратрон и сопротивление Ц1о . Импульс напряжения с сопротивления fi10 подается на разрядник J , являющийся подсвечивающим для вакуумного раз-рядника " . Поджиг разрядника $ приводит к разряду батареи конденсаторов С через соленоид i,( , внутри которого и создается импульсное магнитное поле напряженностью до 500кЭ. На рис.6а,б показана стальная камера вместе с соленоидом L,j , внутри которого помещены электроды исследуемого разрядного промежутка So
При измерениях во внешних магнитных полях электроды промежутка $ диаметром 8-15мм имели форму электродов Роговского. Расстояние между электродами можно было менять от I до 5 мм, не нарушая однородности электрического поля. Электроды промежутка жестко крепились к корпусу камеры с целью устранения дополнительных ошибок, связанных с изменением длины промежутка под действием пондеро-моторных сил.
Вакуумный разрядник J/ представляет собой два плоских круг/їдх стальных электрода, помещенных в корпус из плексигласа с толщиной стенок 0,5 см. Для устойчивой работы разрядника его откачивали до давления 2.10 мм.рт.ст. В этом случае вакуумный разрядник tjj при подаче на него напряжения начиная от нескольких сот вольт до нескольких кВ стабильно срабатывал от импульса подсвета jlj .
С целью уменьшения индуктивности подводящих проводов установки выводы конденсаторов батареи С соединяли как между собой, так и с вакуумным разрядником и выводами соленоида 4/ полосковой линией, сделаной из медных шин шириной 104-25 см и толщиной 0,14-0,3 см.Между шинами устанавливался текстолитовый лист шириной в 25см и толщиной 0,05см. Так как можно пренебречь индуктивностью и сопротивлением медных шин по сравнению с индуктивностью катушки L,, , то разряд батареи конденсаторов [I на соленоид / но-сит колебательный характер с периодом Г — ZTl\jLf Cv , В наших экспериментах Ц 2.ДГ6 ГН, Ct0 =П20.Ю 6сР и T„ З.Ю"4с.
Измерение напряженности магнитного поля в соленоиде Lt (рис.7) производилось при помощи магнитного зонда, представляющего собой катушку индуктивности h2 » намотанную на изолятор одного из электродов исследуемого промежутка о0 Э.д.с, наводимая в измерительной катушке , через интегрирующую цепочку кнС,ш подавалась на усилитель осциллографа CI-24 (0K-I7M). Подводящие кабели тщательно экранировались. Расчет величины магнитного поля проводился по формулам / 92 / площадь сечения обмотки. Я ж б параметры интегрирующей цепочки, J/ - регистрируемый сигнал. Погрешность, вносимая ft С - цепочкой определяется как ——10 причем частота изменения магнитного поля должна удовлетворять неравенству Л) У -jTZ . В нашем случае /С =120 км, 0=0,25.10"
это условие хорошо выполняется.
Было измерено также распределение напряженности магнитного поля между медными, стальными и алюминиевыми полыми электродами (диаметр электродов равен 8мм, толщина стенок ос 0,5 мм) магнитным зондом диаметром 2 мм с числом витков /2 =10 из медного провода диаметром 7с 0,06 мм. Были сняты пять точек: в центре электродов и через каждый миллиметр вдоль радиуса по две точки относительно центра. На рис.10а, б представлено распределение магнитного поля по радиусу между электродами и типичная осциллограм и ма изменения магнитного поля,тока разряда, полученная с измерительной катушки [_, . Так как по длительности период изменения магнитного поля ТЛ ос 300 мкс, а время длительности пробоя т о & I мкс, то на осциллограмме изменения магнитного поля момент пробоя испытуемого газового промежутка отмечается всплеском. При этом условие Цап - 1м позволяет считать, что пробой газового промежутка протекает в квазистационарном магнитном поле.
Синхронизация запуска генератора магнитных полей (ГИТ), генератора пробойных импульсов (ГИН), запуска осциллографов осуществляется с помощью ГЗИ-6: вначале срабатывает ГИТ, а затем ГИН электрических полей. Это позволяет осуществить четкую синхронизацию между моментом достижения максимума магнитным полем и пробоем испытуемого газового промежутка (рис.106).
По осциллограмме изменения магнитного поля, создаваемого соленоидом с меткой, соответствующей моменту пробоя иссле дуемого газового промежутка Р , можно определить напряженность внешнего продольного магнитного поля, при которой произошел пробои газа.
Исследование картины развития искры в сильных магнитных полях с помощью ячейки Керра
Значения констант для аргона при давлении порядка атмосферного следующие: I =1,1; М=4,З.Ю ; N =4,6.10-1. Для некоторого фиксированного момента времени Ьа на начальной стадии из (5.6) имеем поскольку на этой стадии WtOro) = consПри Н=0 для момента времени "Ь0 - 220нс нами экспериментально найдено =0,63 мм, Щ&0) = 5ЛСГ я&. Расчет по формуле (5.7) дает tCo) — 0,6мм, что свидетельствует об удовлетворительном согласии теории Драбкиной с экспериментом.
Оценим проводимость и электронную температуру канальной стадии сильноточного разряда в аргоне в функции напряженности внешнего продольного магнитного поля. Ввиду замагниченности электронов кинетические коэффициенты (электропроводности, диффузии, теплопроводности и др.) анизотропны. Но направленное движение заряженных частиц вдоль магнитного поля будет таким же,как и в отсутствие магнитного поля. Поэтому определим вначале экспериментально электропроводность плазмы разряда при отсутствии магнитного поля. Для этого воспользуемся следующим соотношением для определения падения напряжения на разрядном промежутке /78/
Величина индуктивности канала Ш) определялась как индуктивность проводника цилиндрической формы с конечным сечением и длиной d . Вычисляя векторный потенциал магнитного поля,определяемый током разряда,и её потокосцепление с этим током, для случая однородной по сечению канала плотности тока, записываем выражение для индуктивности канала где t ( t ) - радиус искрового канала, d - его длина, flo -магнитная постоянная. При , получаем как и в работе / 95 / Подставляя выражение для Л ( ), найденное из (5.9), в (5.8) и решая его относительную /? ( ), для активного сопротивления канала искры имеем выражение
Величины в правой части (10) непосредственно измеряются в ходе эксперимента. Проводимость канала искры в каждой момент времени находим по её определению
Для индуктивности канала, вычисленной по формуле (5.9), имеем значение L, 10" Гн. Найденные экспериментально значения LI ( ), J (" )и Z ( zf- ), а также вычисленные по формулам (5.10) и (5.II) значения A ( ir ) и о ( ) при Н=0, приведены в таблицах 10 и II для Яг и воздуха соответственно ( с[ =3мм, Р=760 мм.рт.ст., \Х/ =20%).
Из таблиц видно, что при частотах CD 10 4-Ю с индуктивное сопротивление канала на три порядка меньше активного. В рассмотренном интервале времен скорость изменения тока считалась величиной постояннойи равной 10 А/с
Магнитное поле не влияет на направленное движение заряженных частиц вдоль поля. Однако магнитное поле облегчает условия пробоя в результате, как было сказано, уменьшения поперчного коэффициента диффузии заряженных частиц / 37 /.В силу этого, а также за счет уменьшения скорости расширения канала во внешнем сильном продольном магнитном поле, проводимость плазменного канала искры вдоль поля С// в фиксированные моменты времени, отсчитанные от переднего фронта прикладываемого к промежутку импульса напряжения, будет зависеть от значения напряженности магнитного поля.
В таблицах 12 и 13 представлены электрические характеристики канала искры в аргоне и воздухе при двух значениях внешнего магнитного поля. Из таблиц видно, что проводимость плазмы которая в зависимости от степени ионизации плазмы по разному связана с электронной температурой, возрастает с ростом напряженности внешнего магнитного поля.
Так как спектральными способами для концентрации электронов в канале получено значение /? Кг -І0ІОсм , то при наших давлениях степень ионизации =10"" -10 , т.е. имеем случай сильно-ионизованной плазмы / 96 /. В рассматриваемой нами квазистационар ной стадии импульсного разряда высокого давления, когда энергетические потери в основном определяются излучением, зависимость электропроводности плазмы от температуры, которая отличается от известной формулы Спицера поправочным множителем, учитывающим снижение электропроводности из-за неидеальности плазмы, позволяет написать / 97, 98/. где Р- давление в атм., Т-температура в К, i.L - потенциал ионизации газа, J - плотность тока. Построив по формуле (5.12) график зависимости Tfl ffl № можно по известному значению плотности тока в канале определить электронную температуру плазмы канала искры при различных значениях напряженности внешнего магнитного поля. Значения 72 ( "к ) вычисленные по формуле (5.12) для воздуха показывают, что с ростом напряженности магнитного поля до 10 Э температура канала искры растет на 20$. Одновременный рост проводимости и уменьшения скорости расширения канала в присутствие продольного магнитного поля приводят к росту удельного энерговклада и соответственно повышению температуры канала искры.
Полученные экспериментальные результаты и их анализ позволяют заключить, что с увеличением давления газа, напряженностеи внешнего электрического и магнитного {Н п/ ) ц» полей: а) времена развития лавины ионизации и её перехода в плазменный стример ( & ) уменьшаются; б) ускоряются процессы образования и формирования искрового канала
