Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Формирование плазменного пробоя газов 31
1.1. Лавины ионизации 31
1.2. Современные представления по пробою газов высокого давления. Развитие плазменных стримеров 36
ГЛАВА II. Экспериментальная установка и методы исследований 69
2.1. Электрическая схема генератора импульсных напряжений 70
2.2. Методика исследования электрических характеристик разряда 73
2.3.Получение и измерение импульсных магнитных полей. 76
2.4. Регистрация пространственно-временного развития разряда 85
2.5. Регистрация спектров излучения 88
ГЛАВА III. Результаты и анализ экспериментального исследования 93
3.1. Исследование времени формирования, энергии и мощности начальных стадий разряда 93
3.2. Оптические характеристики начальных стадий пробоя газов 107
3.3. Спектральные характеристики искрового разряда 113
ГЛАВА IV. Модель развития электрического разряда в газах 128
4.1. Лавинно-плазменные переходы и влияние на них внешних магнитных полей 128
4.2. Плазменный механизм пробоя газов высокого давления 137
Заключение 142
Литература 144
- Современные представления по пробою газов высокого давления. Развитие плазменных стримеров
- Методика исследования электрических характеристик разряда
- Оптические характеристики начальных стадий пробоя газов
- Плазменный механизм пробоя газов высокого давления
Введение к работе
Актуальность темы исследований. Интерес к экспериментальному и теоретическому исследованию разрядов в плотных газах связан с их широким использованием при создании мощных газовых лазеров, источников оптического излучения, плазменных генераторов, и др. технических приложениях сильноточной электроники. Разряд в газах высокого давления делится на следующие стадии:
лавинно-плазменные начальные стадии; формирование и развитие искрового канала; переход к квазистационарной дуге и е горение. Все они взаимосвязаны между собой. Но вместе с тем они сильно отличаются по таким параметрам, как время развития, динамика оптического излучения, концентрация и температура электронов, а так же по энерговкладам. Начальные стадии имеют длительность от десятков до сотен наносекунд и имеют нерегулярную структуру со слабым свечением, затрудняющим их диагностику. Эти трудности не позволяли долгое время проводить детальное изучение начальных стадий электрического пробоя газов высокого давления, что, в свою очередь, тормозило создание единой теории пробоя.
С другой стороны, газоразрядная плазма обладает ярко выраженными анизотропными свойствами по отношению к магнитному полю.
Магнитное поле влияет на параметры газового разряда, только начиная
с определенной напряженности Нкр, называемой критической. Эта
напряженность определяется исходя из неравенства где –
радиус Ларморовой орбиты, - длина свободного пробега электронов.
Изучение искрового разряда во внешнем критическом магнитном поле позволяет выяснить физику развития элементарных процессов на всех стадиях пробоя газов.
Для различных давлений газов Нкр. будет различно согласно соотношениям
где m - масса электрона, v - скорость электронов, направленная под углом к силовым линиям магнитного поля, (это скорость порядка дрейфовой), е -заряд электрона.
В связи с этим представляет интерес исследование влияния магнитного
поля на развитие разряда в двух предельных случаях: 1) при проникновении
магнитного поля в плазму стримера, когда градиент магнитного поля на
границе плазма - нейтральный газ отсутствует; 2) когда магнитное поле
вытесняется в результате расширения искрового канала и градиент
магнитного давления становится соизмеримым с градиентом
газокинетического давления.
В первом случае влияние магнитного поля на развитие разряда
заключается в ограничении коэффициентов поперечного переноса частиц и
энергии. Во втором случае воздействие магнитного поля на развитие пробоя
сводится к возникновению силы, препятствующей поперечному
(радиальному) развитию плазмы. Последнее характерно для взрывных процессов, когда скорость расширения плазменной области поперек магнитного поля больше скорости проникновения поля в плазму.
Прогресс в развитии перечисленных выше областей науки и техники во многом определяется знанием характеристик пробоя газов высокого давления. Для этого необходимо дальнейшее тщательное изучение современными экспериментальными методами физики как начальной, так и каналово-дуговых стадий пробоя. Изучение начальных стадий искрового разряда определяет актуальность исследований, проведенных в настоящей диссертационной работе.
Цель и задача диссертационной работы. Целью диссертационной
работы является экспериментальное исследование влияния сильного
внешнего продольного магнитного поля на начальную стадию искры,
которая является наименее изученной стадией, но играющей
основополагающую роль для создания теории пробоя газов высокого давления. А так же для построения источника когерентного излучения с использованием лавинно-плазменных стадий разряда.
Задачи исследования:
1. Исследование влияния сильного внешнего продольного магнитного
поля на временные характеристики (время формирования, время резкого
спада напряжения на разрядном промежутке и т.д.) импульсного пробоя
инертных газов (He, Ar) высокого давления.
2. Определение минимальных энергозатрат во внешнем магнитном
поле, необходимых для образования плазменных стримеров на начальных
стадиях импульсного пробоя инертных газов атмосферного давления (от 1 до
3 атм).
3. Изучить излучательные характеристики при распространении
плазменного стримера, как в непрерывном, так и в пульсирующем режиме в
сильном магнитном поле.
-
Изучение влияния внешнего продольного магнитного поля до 250 кЭ на величину скорости волновых ионизационных процессов в результате рекомбинационного фотоионизирующего излучения из плазмы стримеров, так и на динамику развития волн ионизации на начальных стадиях перенапряженного пробоя газов атмосферного давления.
-
С применением современной техники эксперимента, позволяющей с разрешением 10 нс регистрировать электрические, оптические и спектральные характеристики решить задачу получения достаточно полного набора экспериментальных данных соответствующих лавинно-плазменно-стримерным стадиям пробоя газов, таких как: энерговклад, температура, концентрация электронов, характерные времена и скорости развития процессов в разрядном промежутке.
Объекты и методы исследования. Объектами исследований являются импульсные самостоятельные разряды в инертных газах при расстояниях между электродами 0,1-1 см, давлениях газа 1-5 атм и напряженностях
электрических полей 3 - 25 кВ/см. Были изготовлены две разрядные камеры: одна - для исследования различных стадий импульсных разрядов в однородных электрических полях, и другая – для изучения развития искрового канала во внешних магнитных полях. Магнитное поле создавалось разрядом батареи конденсаторов через соленоид, в котором и помещался исследуемый разрядный промежуток.
Исследование велось комплексно с использованием различных
экспериментальных методов: метода исследования электрических
характеристик, регистрации пространственно-временного развития свечения разряда с помощью электронно-оптического преобразователя (ФЭР-2) и электрооптического затвора (ЭОЗ), регистрации спектров излучения в видимой и ближней ультрафиолетовой области с пространственным и временным разрешением в несколько наносекунд.
Концентрация заряженных частиц измерялась на слаботочных стадиях по плотности тока разряда, а на сильноточных стадиях – по штарковскому контуру спектральных линий; температура плазмы оценивалась по относительной интенсивности спектральных линий и по проводимости плазмы.
Результаты исследований, измерений и погрешность результатов обрабатывались с применением методов математической статистики.
Научная новизна работы заключается в следующем:
1. Экспериментально полученное уменьшение времени развития
разряда на различных стадиях, с определением минимальных энергозатрат
для образования плазменных стримеров во внешнем продольном магнитном
поле, позволяет осуществлять управление временными характеристиками
разряда в газах высокого давления внешними критическими магнитными
полями.
2. Методами высокоскоростной электронно-оптической хронографии и
спектральных измерений в инертных газах (He, Ar) исследовано свечение,
сопровождающее пробой газа (в диапазоне давлений от 1 до 3 атм) под
действием импульсов электрического и магнитного полей. Показано, что
спектральный состав излучения искры зависит от напряженности магнитного
поля. Уменьшение в магнитном поле скорости поперечного переноса фронта
ионизации обуславливает изменение распределения энергии, и,
соответственно, изменение спектрального состава излучения плазмы.
3. В диапазоне напряжений от статистического пробивного до сотни
процентов перенапряжений (W= ) впервые получены
комплексные экспериментальные результаты, позволяющие определить
механизм влияния внешнего продольного магнитного поля на временные,
энергетические и оптические характеристики начальных стадий
формирования пробоя.
Научная и практическая значимость работы.
Результаты измерения времени формирования пробоя, времена и скорости коммутации во внешних электрических и магнитных полях могут быть использованы при создании быстродействующих коммутаторов тока.
Экспериментально получен массив данных для широкого диапазона давлений и степени перенапряжения на разрядном газовом промежутке, как во внешнем сильном магнитном поле, так и без него, который может быть использован в качестве справочного при конструировании газовых разрядников высокого давления, а также улучшения характеристик различных устройств, работа которых связана с использованием начальных стадий пробоя газовых промежутков.
Использование когерентного излучения при распространении
начальных лавинно-плазменно-стримерных стадий в сильных магнитных полях для построения источников в видимой и ультрафиолетовой частях спектра.
На защиту выносятся следующие основные положения:
1. Экспериментальное обоснование физических представлений о новом
плазменном механизме электрического пробоя газов высокого давления во
внешнем продольном магнитном поле, базирующийся на представлении об
образовании на начальных стадиях развития разряда плазмы с высокой
концентрацией заряженных частиц, что и определяет характер протекания
дальнейших этапов развития пробоя до его завершения.
2. Комплекс экспериментальных результатов, таких как: уменьшение
времени формирования и резкого спада напряжения на разрядном
промежутке; определение минимальных энергозатрат для образования
плазменных стримеров, показывающих принципиальную возможность
управления временными характеристиками электрического пробоя газов
высокого давления во внешних сильных продольных магнитных полях.
3. Результаты экспериментальных исследований особенностей
излучения разрядного промежутка начальных стадий в инертных газах (He,
Ar), сопровождающие пробой газа под действием импульсов электрического
и магнитного полей, полученные методами высокоскоростной электронно-
оптической хронографии и спектральных измерений.
4. Результаты определения скоростей волновых ионизационных
процессов на начальных стадиях пробоя газов высокого давления во внешних
электрических и магнитных полях.
5. Установлено влияние внешнего продольного магнитного поля с
напряженностью в диапазоне от 0 до 250 кЭ на динамику развития волн
ионизации на начальных стадиях формирования пробоя в диапазоне
напряжений электрического поля от статистического пробивного до сотни
процентов перенапряжений (W= ).
Личный вклад автора Автором внесен определяющий вклад в постановку, проведение и анализ основных результатов, вошедших в диссертацию.
Апробация работы. Результаты работы докладывались на следующих конференциях: IV, V, VI, VII Всероссийских научно-практических конференциях «Научная инициатива иностранных студентов и аспирантов Российских вузов» (Томск, 2011г., 2012г., 2013г., 2014г.); VII, VIII Всероссийских конференциях по физической электронике (Махачкала, 2012г., 2014г.); XL Международной (Звенигородская) конференции по физике плазмы и УТС (Звенигород, 2013г.); V Международной молоджной научной конференции «Современная наука и молоджь» (Махачкала, ДГПУ, 2013г.); I, II, Всероссийской конференции «Современные проблемы физики плазмы» (Махачкала, 2013г.,2015г.); Всероссийской конференции «Физика низкотемпературной плазмы» (Казань, 2014г.); XX, XXI Всероссийские научные конференции студентов-физиков и молодых учных (Ижевск, 2014г., 2015г.); VI Международный молодежный форум «Неделя дружбы студенческой молодежи» (Дербент, ДГПУ, 2014); Актуальные вопросы в научной работе и образовательной деятельности (Тамбов- 2015); Международной научно-практической конференции (Стерлитамак, 2015 г).
Публикации. Основные результаты работы изложены в 27 публикациях, в том числе 6 статьей опубликовано в изданиях, рекомендованных ВАК Министерства образования и науки РФ.
В этих работах представлены данные исследований, выполненные автором самостоятельно и совместно с коллегами.
Структура и объем диссертационной работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения; содержит 158 страниц, включая 53 рисунков и 12 таблиц. Список цитируемой литературы содержит 129 наименований.
Современные представления по пробою газов высокого давления. Развитие плазменных стримеров
Элементарные процессы при пробое однородного газового промежутка низкого давления впервые рассмотрены Таунсендом [26]. Его теория удовлетворительно описывает экспериментальные данные при значениях pd 200 Торрсм.
Пробой промежутков при атмосферном давлении имеет следующие факты, необъясняемые теорией генерации электронных лавин:
1) зависимость времени формирования пробоя от начальной плотности электронов при больших значениях рd намного слабее, чем следует из формулы Таунсенда (1.6);
2) при больших значениях рd напряжение пробоя не зависит от природы катода, в то время как по теории Таунсенда такая зависимость вытекает из условия пробоя yexp(ad) = l , где Г - коэффициент второй электронной эмиссии Таунсенда, который характеризует электронную эмиссию из катода при его бомбардировке положительными ионами;
3) теория Таунсенда применима к описанию развития электронной лавины до пренебрежения полем пространственного заряда лавины относительно внешнего электрического поля. По мере достижения лавиной критического усиления поля, пространственный заряд начинает существенно влиять на развитие пробоя. Лавина становится источником ускоренного проростания фронтов ионизации-стримеров, которые перекрывают разрядный промежуток со скоростью на порядок большей скорости электрического дрейфа электронов.
Попытки усовершенствовать теорию Таунсенда и объяснить малые времена формирования стримерного пробоя без привлечения вторичных механизмов зарождения новых лавин лишь используя увеличение коэффициента ударной ионизации а при учете поля пространственного заряда в лавине не увенчались успехом. Теория, которая не учитывает вторичные процессы, не может объяснить существование самостоятельного разряда, т.к. во всех случаях имеется существенная зависимость пробивного напряжения от начальной концентрации электронов n0e , что противоречит эксперименту.
Учитывая, что скорость ионов намного меньше скорости электронов , движением положительных ионов в межэлектродном пространстве можно пренебречь. Величина времени формирования пробоя определяется только скоростью электронов. Из этого следует, что при рассмотрении механизма искрового разряда рассматривается только перемещение электронов.
Из анализа экспериментальных наблюдений Дж. Мик и независимо от него Г. Ретер выдвинули отличный от теории Таусенда механизм пробоя газов. Этот механизм впоследствии детально был разработан Л. Лебом. В настоящее время эта теория известна как стримерная теория искрового разряда. Согласно теории Мика-Ретера-Леба [7-9]: 1) рассмотренный механизм стримерного пробоя учитывает движение электронов,т.к. в течение короткого времени пробоя движением ионов можно пренебречь; 2) разряд начинается с одного электрона и распространяется вдоль узкого канала; 3) механизм пробоя зависит только от вторичных процессов в объеме газа; 4) выбранный механизм развития разряда учитывает процессы, связанные с образованием пространственного заряда в лавине ионизации газа.
Классическая стримерная теория не дает полного описания процесса пробоя в количественном отношении, тем не менее ее общие представления о стримерной фазе развития искрового разряда качественно верны и экспериментально доказаны.
Ряд учных предложили устранить возникшее противоречие учетом влияния пространственного заряда. Стримерная теория пробоя газов высокого давления без участия вторичных процессов на катоде дана в работах [7,8,15,27,28]. Во многих работах в основном изучаются макроскопические характеристики разряда: изменение напряжения и тока на разрядном промежутке; геометрические размеры лавины, стримера, канала, дуги; почернение фотопленки и т.д. Из анализа макроданных делается вывод о микроструктуре разряда в газах: концентрация электронов и ионов, коэффициентах ионизации; рекомбинации; вторичной фото- и ударной эмиссии; числе фотонов, излучаемых лавиной и т.д.
Развитие лавины ионизации впервые наблюдал в камере Вильсона Ретер Г. [9]. Им предложены методы наблюдения электронных лавин и стримеров. Исследования фотографий одиночных лавин показали, что пробой начинается лавинным ионизационным процессом, имеющим форму клина с закругленной головкой. Считая радиальное расширение головки лавины результатом свободной диффузии электронов, по профилю лавины определены средняя энергия теплового движения электронов (температура). В зависимости от сорта газа и величины отношения напряженности приложенного электрического поля к давлению дрейфовая скорость частиц менялась в пределах: от 105 до 107 см/с для электронов, и от 104 до 105 см/с для ионов.
Учитывая, что дрейфовая скорость электронов значительно превышает скорость положительных ионов, развитие лавины ионизации определяется скоростью электронов.
Развитие лавин с большим усилением ех 107-108 (где – первый ионизационный коэффициент Таунсенда, хкр – расстояние, пройденное лавиной до критического усиления) при равенстве внутреннего поля разделение зарядов внешнему возникают направленные в разные стороны фронты ионизации, которые распространяются со скоростями на порядок больше скорости дрейфа лавины при данных условиях. Это связано с тем, что происходит искажение внешнего электрического поля полем пространственного заряда лавины. Излучение из головки лавины, ионизирующее газ, играет определяющую роль в ускорении стримеров. Радиус стримера составлял 10-2 см.
На рис. 1.1 а - ж, представлены фотографии стримеров, снятых в камере Вильсона, и схематическое изображение пространственного перехода лавины в «плазменный стример». Время зарождения стримера и проходимое им расстояние от катода до ее трансформации в стример, названы критическими [29].
Моделирование ряда параметров лавины, порождаемой электроном в He при различных значениях напряженности внешнего поля E, отнесенной к давлениию p изучено в работе [30]. Зависимость частоты ионизации и коэффициента Таунсенда имеют максимумы при E/p 1000 и 200 В/смТорр соответственно. Современные представления о распределении плотности электронов в лавине справедливы при сравнительно небольших значениях приведенной напряженности поля E/p 100 В/смТорр. При E/p 100 В/смТорр распределение плотности электронов вытягивается вдоль поля.
Если газ находится в достаточно сильном электрическом поле, случайно родившийся электрон экспоненциально размножается, образуя электронную лавину. Когда число электронов становится достаточно большим, образовавшаяся плазма начинает искажать внешнее поле. С этим связано формирование стримера. Сейчас много работ посвящено моделированию стримера. Однако подробная модель существует лишь для азота. В то же время, для проверки основных положений теории, интерес представляет рассмотрение лавины в гелии, для которого хорошо известны сечения электрон-атомных столкновений.
Методика исследования электрических характеристик разряда
Зная геометрические размеры разряда и его электрические характеристики можно определять такие параметры, как плотность тока, удельный энерговклад; оценить по известной дрейфовой скорости концентрацию заряженных частиц; а также проследить за пространственно -временным развитием разряда. Начальные стадии пробоя исследовались с применением фотоэлектронного регистратора ФЭР 2-1, в котором используется ЭОП типа УМИ-92 с кислородно-сурмяно-цезиевым фотокатодом. Максимальная пространственная разрешающая способность трубки УМИ-92 - 15 штрихов на мм, временное разрешение в непрерывном режиме развертки около 310-11 с. Прибор ФЭР 2-1 обеспечивает широкий диапазон временных разверток от 10 до 300 нс.
Для съемок в покадровом режиме отключалось напряжение развертки. Синхронизация открытия затвора и тока разряда контролировалась при помощи двухлучевого осциллографа OK-21. По фотографиям тела свечения исследовались геометрические характеристики разряда. Таким путем регистрировалась интегральная картина свечения разряда с достаточно высоким пространственным разрешением [98]. Интенсивные по яркости этапы разрядного процесса с помощью высокоскоростного фотохронографа ВФУ-1 разворачивались во времени.
Регистрация спектров излучения разряда с разрешением по времени позволяет определить такие параметры плазмы, как температура и плотность заряженных частиц. Поэтому, нами была разработана методика регистрации спектра излучения разряда с временным разрешением для отдельных спектральных линий 10 нc, а для участков спектра 100 нс.
Спектр записывался с помощью кварцевого спектрографа сочлененного со скоростным фоторегистратором ВФУ-1, а интенсивность отдельных линий двойным монохроматором ДМР-4 и ФЭУ-29, ФЭУ-79. Оптическая схема и схема, поясняющая принцип синхронизации записи спектра с электрическими параметрами разряда показаны на рис. 2.12. Изображение излучающего столба разряда с помощью кварцевой линзы 2 ( 640 мм, 52 мм) проекцировалось на входную щель спектрографа 7 и на вход световода 9, расположенного в одной плоскости с щелью ИСП-30. Развертка спектра осуществлялась вращением зеркала 3 прибора ВФУ-1 (6). Кварцевая линза 2 располагалась таким образом, чтобы в плоскости входной щели спектрографа получалось изображение канала 1:1, т.е. расстояние от оси разряда до линзы равнялось расстоянию от линзы до щели спектрографа и составляло 1280 мм. Излучение из разрядной камеры выводилось через кварцевые окна.
Оптическая схема записи спектра. Скорость сканирования луча в плоскости входной щели спектрографа определяется скоростью вращения зеркала и расстоянием от зеркала до щели 90 см (2.13) где - число оборотов зеркала в одну секунду. Максимальное число оборотов зеркала прибора ВФУ-I составляет 1250 об/с. Следовательно, максимальная скорость сканирования 1,4107 мм/с.
Учитывая увеличение спектрографа, равное 1,2 максимальная скорость записи спектра будет равна 610-8 мм/с. Отсюда видно, что данная методика при размере изображения в 1 мм обеспечивает временное разрешение 60 нс. Щель спектрографа была ориентирована перпендикулярно оси разряда и высекала участок излучающего столба в середине промежутка. Поэтому, временное разрешение определялось диаметром канала при неизменной скорости вращения зеркала (рабочая скорость 22500 оборотов в минуту). Радиус канала на ранних стадиях развития при небольших перенапряжениях составляет 0,1 мм, соответственно временное разрешение 40 нс.
Рассмотрим каким образом достигалась синхронизация начала записи спектра с положением зеркала, при котором изображение попадало на щель спектрографа.
Поджиг коммутатора, формирующего пробойный импульс напряжения, осуществлялся подачей импульса с датчика ВФУ-1 (5), усиленного в схеме прибора, через генератор задержанных импульсов ГИ-1. Генератор с необходимой задержкой запускал осциллограф 10.
Регулировкой положения датчика относительно зеркала добивались, чтобы генератор 17 запускался в момент, когда зеркало примет необходимое положение. Высота щели спектрографа ИСП-30 составляет 15 мм и при скорости вращения зеркала 22500 об/мин спектр записывается в течение 3 мкс. На расстоянии 10 мм от конца щели спектрографа располагался вход световода 9, а выход подавался на ФЭУ-29 (8). Электрический сигнал с ФЭУ регистрировался осциллографом 10. Второй луч осциллографа записывал ток разряда. Сигнал с ФЭУ начинал писаться через после окончания записи спектра. Таким образом, синхронно записанные импульс тока разряда и импульс с ФЭУ при известной скорости сканирования изображения канала в плоскости щели спектрографа, позволили сопоставлять во времени ток разряда по спектрам.
Оптические характеристики начальных стадий пробоя газов
Для определения временных зависимостей интенсивности излучения в различных диапазонах длин волн обычно используют фотоэлектрический метод. Данный метод позволяет с высокой точностью проследить временное изменение интенсивности для отдельно взятой линии или для небольшой группы линий. Для хронологии изменения интенсивности излучения большого диапазона длин волн использовались численные методы моделирования на основе компьютерной программы MathCad.
Анализ полученных данных показывает, что наложение внешнего продольного магнитного поля приводит к изменению интенсивности излучения, как во времени [119], так и по длинам волн. В частности, наложение магнитного поля приводит к более раннему росту интенсивности излучения именно в коротковолновой области спектра. Для длинноволновой области спектра характерен более поздний рост интенсивности излучения с ростом напряженности внешнего продольного магнитного поля.
Замечено так же, что рост интенсивности спектральных линий при наложении внешнего продольного магнитного поля, особенно явно заметно на начальных стадиях развития разряда до момента времени 350 нс. Полученный экспериментальный факт, связанный с явным уменьшением интенсивности видимой части спектра (линий и континуума) и одновременным усилением интенсивности ультрафиолетовых линий (и ионных) при пробое газов высокого давления в сильных магнитных полях связан с влиянием внешнего магнитного поля на физическую кинетику [19, 120].
Это видно из рис. 3.26, где представлены, развернутые с разрешением в 50 нс/мм, спектры излучения пробоя в аргоне (р = 2206 Торр, d=3мм, Uпр=5 кВ, W=10%) в) при Н=0 и г) при Н=345 кЭ. Усиление в магнитных полях наблюдается для группы спектральных линий Ar II 280,61 нм, ArII 281,6 нм, ArII 393,2 нм, одновременно с заметным уменьшением в некоторых случаях с полным исчезновением интенсивности группы линий в области спектра 450-500 нм.
Экспериментальные данные показывают, что времена формирования, длительности ступеней, резкого спада уменьшаются с ростом перенапряжения на разрядном промежутке. Соответственно уменьшается время лавинно - плазменно-стримерных переходов. По мере увеличения перенапряжения наблюдается изменение механизма образования и распространения стримеров (первого видимого яркого свечения по эопограммам).
На кривой вольт-секундной характеристики наблюдается пять стадий (рис. 3.27). Первая - соответствует развитию электронных лавин (ц- время формирования, которая в зависимости от перенапряжения и давления может быть одна и более). Стадия заканчивается переходом в плазменное состояние и затем в стример. На второй стадии происходит спад напряжения от пробойного Unp до ступенчатого Ucm. При этом имеет место распространение как катодо- так и анодонаправленного стримера до перекрытия плазмой стримера промежутка. Достижение положительным стримером области катода приводит к замедлению процесса распространения данного стримера с последующей его остановкой у поверхности катода. В области ступенчатого напряжения (участок III, t3) наблюдается образование катодного пятна (завершение стадии так называемого объемного разряда) с последующим формированием узкого контрагированного канала. Резкое расширение канала и нагрев плазмы, характеризуемой аномальным сопротивлением, соответствует IV стадии. Завершается разряд горением квазистационарной дуги (участок V).
Привязка ЭОП-грамм и осциллограмм, записанных в одном масштабе времени, позволила заключить, что первому этапу (I, рис. 3.27) соответствует диффузное свечение, на фоне которого где-то в конце (около точки В) появляется яркое свечение (на разном расстоянии от катода и анода в зависимости от условий эксперимента Е, р, d и т.д.). Затем свечение от этой точки начинает распространяться одновременно к обоим электродам, причем со скоростью значительно превышающей скорость дрейфа лавины в некоторых случаях скорость доходит до 109 см/с. Как только стример перекрывает промежуток образуется катодное пятно и вслед за ним в течение длительности ступени ІІІ (СД) образуется узкий канал. Ход изменения напряжения на промежутке при импульсном пробое гелия: tj= Тф - время формирования разряда; t2=rcnj - время резкого спада от напряжения пробоя до напряжения ступени; t3=Tcm - время длительности ступени; t4=Tcn2 - время резкого спада от напряжения ступени до напряжения горения квазистационарной дуги; їз=тд - время горения дуги, соответствующей первой четверти периода изменения тока: Ui, U2, U 2, U3 -соответственно напряжения пробоя, начала и конца ступени, горения квазистационарной дуги [106,121].
Для электрического пробоя в диэлектриках необходимым условием является образование и развитие плазмы, за счет энергии внешнего электрического поля. Пороговая энергия для формирования и развития плазмы будет разной в зависимости от вида диэлектрика (газ, вода, текстолит и т.д.). Как результат наших исследований мы предлагаем единую картину развития пробоя диэлектриков.
Одной из важных особенностей всех переходов к стримерам является резкое увеличение (почти на порядок по сравнению со скоростью дрейфа лавины) скорости стримеров, наблюдаемый как излом на графиках скорости [9,4]). И основная особенность - это то, что сгусток плазмы (стример), образуемый где-то в промежутке, самопроизвольно (без участия вторичных процессов на электродах) распространяется к обоим электродам, да еще со скоростями значительно большими, чем скорости дрейфа электронов.
В таблице 3.7 для Не произведен расчет отдельного удлинения AL и скорости стримера исходя из условия равенства энергии джоулева нагрева энергии ионизации атомов, расположенных в объеме удлинения гдеусга - плотность тока в стримере, Еш - напряженность поля в стримере, t -время удлинения отдельного стримера, гт- радиус стримера, / - концентрация электронов в стримере, [/- потенциал ионизации атомов Не. Из (3.7) имеем Аґ е2Е2стШ „ Д e2Eп 2 лL AL = »У = = 3mveIl At 3mvJ (3.8) Здесь / - энергия ионизации, AL 10-3 см = 0,01 мм. Температура Те рассчитана из равенства энергии, излучаемой боковыми поверхностями стримера по направлению к электродам энергии джоулева нагрева плазмы стримера 0,72104 К
Равенство (3.9) можно записать, если рассмотреть плазму стримера как черный излучатель, так как максимум энергии излучаемой телом - это энергия черного излучателя этой же температуры и размеров. Так что, если рассмотреть стример, излучающий всю энергию только через боковые поверхности, то получается результат близкий к эксперименту (см. табл. 3.7, AL 3,64Т0"2 см), т.е. это говорит, что плазма стримера прозрачна вдоль оси цилиндра [95].
Плазменный механизм пробоя газов высокого давления
В случае с молекулярными газами справедлива модель трансформации одиночного канала предполагающая увеличение проводимости плазмы стримера, которая характеризуется однородной интенсивностью свечения. Для инертных газов, в частности для аргона, при атмосферном давлении на расстоянии хкр от катода наблюдается яркое свечение, прорастающее к электродам с относительно небольшой скоростью. С появлением яркого свечения в этой точке резко увеличивается энерговыделение, что приводит к взрывообразному расширению этой области.
Возрастание проводимости в инертных газах ограничено, однако при высокой напряженности поля на головке лавины возможно прорастание многих стримеров.
Такое развитие объясняется структурой атома Ar и более слабой зависимостью коэффициента ударной ионизации от напряженности поля. Коэффициенты ударной ионизации инертных и молекулярных газов отличаются. Соответственно, скорости изменения проводимости в этих газах растут по-разному [126].
Приближение стримерного канала к электроду инициирует фронт ионизации, движущийся от электрода за время 10 - 30 нс, в течение которого концентрация в точке усиления лавины увеличивается и соответственно увеличивается энерговклад.
Вследствие термической ионизации атомов, растут газодинамическое давление и концентрация заряженных частиц, сопровождаемые расширением плазменной области. В зависимости от экспериментальных условий формирование однородного искрового канала завершается через 300 - 500 нс.
Так как электроды алюминиевые, то спектр прикатодной плазмы характеризуется яркими линиями материала катода, а именно A1II (396,1; 394,4; 280,1; 281,6 нм) и континуумом (260 - 360 нм). Ионные линии материала катода начинают регистрироваться с началом резкого роста тока, причем максимально яркие линии наблюдаются через 20 - 30 нс после этого (рис. 4.5).
Спустя 30 нс с начала резкого роста тока полуширина линии аргона 480,6 нм составляет 0,5 - 0,6 нм, а линии 422,8 нм 0,5 нм. Этим значениям полуширины спектральной линии соответствует плотность электронов 1019 см-3. Спустя 20 нс плотность электронов уменьшается до значения 21018 см-3, затем через 30 - 40 нс катодный факел вытягивается, принимая форму вытянутого эллипса, температура которого составляет 4 - 5 эВ.
Пороговое значение напряженности электрического определяется выражением из которого следует, что Е0 возрастает во внешнем сильном магнитном поле. Пороговое значение напряженности внешнего магнитного поля Н смещается в сторону возрастания по мере увеличения давления. При пробое в He и Arво внешнем магнитном поле до 150 кЭ имеет место уменьшение времени формирования (табл. 4.2). Общая тенденция к уменьшению t Тф с ростом магнитного поля прослеживается и при пробое Аг. Кроме того, во всех исследованных случаях при увеличении напряженности электрического поля наблюдалось уменьшение влияния внешнего магнитного поля. Это же имеет место и при повышении давления газа.
Весьма важным представляется тот факт, что внешнее магнитное поле затрудняет переход лавины в плазменное состояние, что проявляется как увеличение значения E0пор . Уменьшение времени формирования пробоя в сильных магнитных полях равносильно увеличению напряженности электрического поля без магнитных полей.
Экспериментальные исследования пробоя плоского газового промежутка высокого давления показывают, что процесс развития разряда состоит из следующих этапов: 1) зарождение и развитие одной лавины либо генерация множества лавин, приводящая к усилению поля в области между положительным пространственным зарядом и катодом; 2) переход одной лавины либо одной из множества лавин в усиленном поле в плазменное состояние; 3) третий этап может протекать в зависимости от давления газа и перенапряжения двояко: в одном случае (при пониженных давлениях и незначительных перенапряжениях) плазма лавины перекрывает промежуток с установлением стационарной формы разряда (тлеющий разряд); в другом (повышенные напряжения и давления) начиная с некоторых пороговых полей возникают светящиеся образования – стримеры, распространяющиеся по направлению к обоим электродам.
По нашему мнению, возникновение интенсивного излучения связано с рекомбинационным механизмом в переохлажденной плазме стримера. Интенсивное излучение плазмы стримера приводит к фотоионизации газа в промежутке. Этот процесс возбуждения излучения из плазмы стримера периодический, что соответствует периодичности распространения стримеров и большой скорости перемещения фронта к обоим электродам [127,128]. Каждый из отмеченных выше этапов требует определенных энергозатрат. Это и определяет напряжение зажигания газового разряда. Описанная модель является как бы синтезом таундсендовского и стримерного механизмов пробоя газов, основанного на представлении о возникновении в разрядном промежутке на раннем этапе лавины ионизации, находящейся в плазменном состоянии. В зависимости от условий эксперимента определяющую роль в пробое газов может играть либо генерация лавин, либо развитие стримеров. Так, при низких давлениях и малых перенапряжениях плазма образуется за счет генерации лавин, а увеличение давления и перенапряжения приводят к образованию плазмы в результате развития стримера из одной лавины. Естественно, что время раскачки лавин значительно больше времени развития одной лавины до ее перехода в стример.
Следует отметить, что если генерация лавин не приводит к критическому усилению поля, необходимого для образования стримера, то имеем дело с таким тлеющим разрядом, который описывается классическим таундсендовским механизмом вплоть до перехода к самостоятельному разряду. Таундсендовский механизм предполагает зависимость напряжения зажигания Uст от материала катода, что заложено через коэффициент у в таундсендовском условии зажигания разряда yead l, (4.3) где а - первый ионизационный коэффициент Таундсенда, а у - второй коэффициент Таундсенда, характеризующий эмиссию электронов из катода. С ростом давления и перенапряжения зависимость Uст от у уменьшается. При пороговых давлениях и напряжениях (соответствующих чисто стримерному пробою) эта зависимость исчезает. Условие зажигания разряда для этого случая определяется только концентрацией пе и температурой Те электронов в лавине при постоянстве остальных условий эксперимента и имеет вид и2 4жпекТе =ст = Е20. (4.4) d2 Условие подобия для стримерного пробоя газов формулируется так: напряжение зажигания геометрически подобных промежутков будет одинаково, если для них одинаково соотношение neTed = const.