Внешнее продольное магнитное поле увеличивает скорость прорастания искрового канала. Например, при 140 кЭ формирование канала ускоряется на 40 нс (рис. 4.4в).

Для средних значений скорости расширения канала во всем интервале времени его развития при различных значениях внешнего магнитного поля имеем следующие значения:

Н=0 - х=2,4·10⁶ см/с;

Н=100 кЭ - х=1,6·10⁶ см/с;

Н=230 кЭ - х=1·10⁶ см/с.

4.3 Результаты экспериментального исследования геометрических характеристик картин свечения разряда

С целью выяснения влияния условия предварительной ионизации на форму разряда, фотографировалась интегральная во времени картина разряда с предварительной ионизацией и без неё. Съемка производилась на пленку типа «изопанхром» с чувствительностью 1000 ед. ГОСТа 0,85.

Снимки разряда представленные на рис. 4.7 - первый ряд без УФ подсветки (2280 Торр, 3 см), перенапряжение W соответственно: 1-0; 2-50%; 3-100%; 4-150%. Второй ряд - с УФ подсветкой.

Рис. 4.7. Интегральные во времени фотографии разряда (d=0,3 см, p=2280 Торр, при W: 1-0; 2-50%; 3-100%; 4-150%): а) без предварительной ионизации; б) с предварительной ионизацией.

На рис. 4.7а (фото 1), при перенапряжениях W=0 образуется однородный искровой канал, диаметр канала у анода меньше, чем у катода. Определяются яркие точки на поверхности анода.

Интегральные картины канала при различных условиях предионизации не различаются.

С ростом перенапряжения картина разряда изменяется. При перенапряжении 50% диаметр разряда с УФ подсветкой меньше и форма разряда близка к форме усеченного конуса, а при пробое газов без УФ подсветки разряд имеет форму цилиндра с неравномерным распределением яркости по сечению. В разрядном промежутке формируются несколько самостоятельных каналов с разной интенсивностью свечения привязанных к ярким анодным и катодным пятнам; и отдельные с изгибами каналы (фото 2).

Дальнейшее увеличение пробойного поля приводит к увеличению неоднородности по сечению. Различие по интенсивности свечения приэлектродных областей и канала увеличивается. При 100% наблюдаются отдельные каналы разряда и в условиях интенсивной УФ подсветки (фото 3).

При больших перенапряжениях ярко выражен характер расположения анодных и катодных пятен при пробое не ионизованного газа (фото 4).

А при пробое ионизованного газа катодные пятна всегда образуются в середине электродов, так как это область максимального поля.

4.4 Общая картина формирования и развития искрового канала

На основе исследований пространственно-временного развития разряда различными методами: с помощью фотоэлектронного регистратора ФЭР 2-1, пу-тем непосредственного фотографирования тела свечения можно проследить стадии развития пробоя в аргоне; определить влияние предварительной ионизации.

Рассмотрим влияние УФ подсветки на формирование и развитие искрового канала.

Известны два механизма, по которым развивается разряд без предварительной ионизации в зависимости от перенапряжения: таунсендовскому и стримерному. В таунсендовском разряде рост тока на стадии формирования связан с развитием электронных лавин. Что приводит к объемному протеканию тока. При достаточно больших перенапряжениях возникают условия преобразования одиночной электронной лавины в стримерный канал. Таким образом, для стримерного пробоя время формирования должно быть меньше, чем время, за которое электроны пересекают промежуток, на котором лавина дости-гает критической концентрации меньше, чем длина промежутка, т.е. . Это неравенство подобно условию стримерного пробоя [27, 30]

Отсюда получим значение критического поля, используя выражение для Е/р:

(4.1)

Или для критического напряжения

. (4.2)

Критическое напряжение является функцией . Для 760 Торр и 1см, 7,6 кВ или 20% перенапряжение. Когда автоэлектронная эмиссия с поверхности катода превышает определенное значение плотности, то стримерный пробой, в таких условиях, может и не произойти.

Стримерный канал, замыкая разрядный промежуток, не приводит к спаду напряженности на промежутке, так как при плотности электронов ~10¹² см^-3 и диаметре канала в 0,01 см, его сопротивление составляет

Ом. (4.3)

Поле в стримерном канале равно внешнему полю. В [84-86] лавина достигает плазменного состояния к моменту перехода ее в стример. Разумеется, при плотности заряженных частиц ~ 10¹² см^-3 для радиуса дебаевского экранирования запишем выражение

см.

Это значение меньше значения радиуса лавины .

Анализ экспериментальных результатов показывает, что в рамках модели, описывающей одиночный стример, не могут быть объяснены следующие факты:

-появление интенсивного по яркости свечения, из которого прорастает, по средствам термоэлектронной эмиссии, искровой канал на расстоянии равном от поверхности катода;

-слабая интенсивность свечения катодных пятен;

-несоответствие измеренного значения времени формирования и времени, вычисленного по формуле:

- высокая плотность тока в области интенсивного свечения (10³ А/см²).

Действительно, модель перехода одиночного стримера в искровой канал предполагает увеличение проводимости плазмы по всему стримеру, соответственно - однородная по длине интенсивность свечения.

Высокая плотность тока в области яркого свечения свидетельствует о наличии множества параллельных стримеров, соединяющих яркое свечение с электродами. Наличием множества параллельных стримеров (последовательности стримеров) можно объяснить и слабую интенсивность сведения катодных пятен.

Быстрое возрастание проводимости в области яркого свечения приводит к перераспределению потенциала в промежутке. Тогда в усиленном поле анодного и катодного концов области яркого свечения (оно имеет вид вытянутого эллипсоида вращения) происходит ударная ионизация и за счет роста проводимости потенциал вновь вытесняется из более ионизованной части в столбстримерного канала.

Выделив в промежутке условно три области: стримерную область, характеризующуюся напряженностью поля , плотностью тока и проводимостью ; область вблизи плазменного образования, характеризующуюся усиленным полем и параметрами ; плазменную область (канал) с параметрами . Закон сохранения полного тока имеет вид:

. (4.4)

Здесь -площади сечения этих областей, тогда В формуле (4.4) не учитывается ток смещения, поскольку величина его очень мала. Если принять , то .

Из последнего выражения известны и , тогда можно определить . Допустим, что на начальном этапе развития тогда

Фотографии покадровой и непрерывной съемки (рис. 4.2в) показывают, что промежуток между плазменным эллипсоидом и анодом быстрее заполняется свечением, т.е. со стороны анода канал формируется быстрее. Замыкание промежутка ярким свечением приводит к образованию однородного по длине канала.

Механизм формирования канала меняется при напряжении на электродах меньших, чем критическое (равное 7,6 кВ). В этом случае первое видимое свечение появляется у анода и со скоростью ~10⁷ см/с распространяется в сторону катода. Через 20 - 30 нс после перекрытия образуется катодное пятно, от которого прорастает яркий узкий канал.

Нарастание проводимости в процессе формирования разряда происходит за счет развития серий электронных лавин. Это приводит к объемному протеканию тока (диаметр свечения м). Для определения продолжительности этого этапа были проведены специальные эксперименты с концентрацией инициирующих частиц см^-3 (при этом время статистического разброса равно нулю). При 7кВ ( 9,2 В/см Торр) время формирования равно 820 нс, а время дрейфа электронов в зазоре 400 нс. Следовательно, промежуток пересекут две последовательные группы лавин. За время 820 нс положительные ионы заметно не переместятся, т.е. у анода будет накапливаться положительный объемный заряд. Это, в свою очередь, приведет к усилению электрического поля на границе слоя заряда. Затем в усиленном поле вблизи анода будет происходить интенсивная ионизация и образуется объемный заряд, продвигающийся к катоду. Аналогичным образом развивается разряд и при интенсивной предионизации и малых перенапряжениях. Длительность фазы лавинных генераций составляет 600 нс. Как уже было отмечено выше, слаботочный разряд с темной катодной областью горит некоторое время стационарно.

Тот факт, что свечение занимает не всю поверхность электродов (12,56 см²) объясняется слабой неоднородностью поля в промежутке. Пусть поле на оси электродов больше однородного значения на величину , тогда ионизационный коэффициент на оси будет отличаться на величину

. (4.5)

Отсюда видно, что неоднородность ионизации увеличивается с уменьшением прикладываемого поля. Форма электродов определяет величину , следовательно, и поперечное сечение столба разряда. Неоднородность ионизации по радиусу определяется, как видно из выражения (4.5), формой электродов и величиной . Следовательно, при исследовании разряда при малых перенапряжениях требования к однородности поля (к форме электродов) более жесткие, чем при больших . При использованной геометрии электродов поле на оси превышает приблизительно на 5% значение поля на расстоянии 0,5 см от оси. Тогда разница в ионизационном коэффициенте составляет при 10 В/см Торр

а при 20 В/см Торр ,

Концентрация в этих областях у анода будет отличаться на величину.

Образование катодного пятна ограничивает объемное горение разряда. Но перед появлением яркого пятна интенсивность свечения столба возрастает и образуется диффузный канал. Для образования катодного пятна необходимо формирование прикатодного падения потенциала . Если принять, что , то в темной катодной области электроны, вырываемые с катода, могут набрать энергию порядка 1 кэВ. При характерных значениях электрического поля ~ 10⁵ В/см в катодной области электроны переходят в режим непрерывного ускорения. И дрейф такого пучка электронов в промежутке может привести к росту ионизации у катода и формирование диффузного канала [24].

Перейдем к рассмотрению развития разряда в условиях интенсивной предварительной ионизации и пробойных напряжений больших 7,6 В (20%). При концентрации инициирующих электронов ~ 10⁷ см^-3 и перенапряжениях 20% первое видимое свечение возникает ка аноде, как и при таунсендовском механизме пробоя. Отсутствие стримерных каналов при столь высоких перенапряжениях можно объяснить высокой плотностью начальных электронов. Действительно, если за время развития лавин до критического состояния радиус их диффузного расширения станет больше, чем среднее расстояние между инициирующими электронами, то не будет искажения поля в промежутке одиноч-ными лавинами. Следовательно, протекание тока будет иметь объемный характер. Условие однородного горения имеет вид [37]

, (4.6)

где - коэффициент диффузии электронов, - время развития лавин до критического состояния. Условие (4.6) можно записать в виде

. (4.7)

Минимальная начальная концентрация заряженных частиц, необходимая для однородного горения разряда, зависит от прикладываемого поля через зависимости . Из выражения (4.7) можно оценить концентрации , которая при 150% ( 35 В/см Торр) обеспечит однородное горение (~10⁵см^-3). Следовательно, при 10⁷см^-3 с большим запасом выполняется условие (4.7).

Дальнейшие стадии развития разряда при таких начальных условиях сходны с рассмотренными выше стадиями.

Проведенные экспериментальные исследования с использованием ЭОЗ Керра и фотоэлектронного регистратора показали, что с уменьшением диаметра канала, скорость его прорастания увеличивается. Происходит интенсивная ионизация в столбе, в связи с усилением поля в области катодного пятна. Механизм прорастания канала похож, с механизмом расширения к электродам плазменной области при стримерном пробое. Отношением сечений (- сечение столба разряда, - сечение острия канала) для данной модели определяется скорость прорастания. Это является следствием из закона сохранения полного тока

.

Проводимость в области усиленного поля определяется приблизительно отношением

(4.8)

Скорость ионизации и скорость прорастания канала в усиленном поле зависит от величины .

При формировании большого количества катодных пятен, для случаев с большими перенапряжениями, инициируются параллельно несколько искровых каналов, которые на начальных стадиях развития объединяются и образуют широкий столб в катодной области. Тогда величина будет гораздо меньше, чем в случае образования одиночного канала, и уменьшится скорость прорастания.

Полученные экспериментальные данные качественно согласуются с моделью формирования и развития искрового канала. Например, при перенапряжении 25% формируется одиночный нитевидный канал с диаметром 0,01 см, прорастающий со скоростью ~ 10⁷ см/с (рис. 4.3). А при перенапряжении 100% образуется широкий канал диаметром 0,04 см, со скоростью прорастания ~ 10⁶ см/с. При еще более высоких перенапряжениях образование однородного искрового канала может замедлиться на промежуточной стадии. Таким образом, при скорости ~ 10⁶ см/с время перекрывания ~10^-6с, а величина поля в промежутке за этот интервал времени спадает до дугового значения. С другой стороны, ток разряда распределяется одновременно на несколько катодных пятен, за сет этого плотность тока, в определенном, отдельном диффузном канале уменьшается, и становится недостаточной для распространения по диффузному каналу яркого искрового ка-нала.

Скорость распространения канала в представленной выше модели можно определить выражением [27]

, (4.9)

где е - заряд электрона, - константы электрон-электронных и электрон-атомных взаимодействий, - плотность нейтральных атомов, - размер области усиленного поля, - коэффициент, доли энергии, расходуемой на ионизацию газа,- потенциал ионизации. В эксперименте , 10^-2 см, 10⁴ В/см, 10^-7 см^-3/с, тогда получим 10⁷ см/с.

Анализируя вышеизложенное, отметим, что образование канала происходит с флуктуации плотности в плазме: для объемного разряда - это пятно на поверхности катода; в стримерном разряде - это область повышенной плотности перехода лавины в стример. Распространение искрового канала из этих точек объясняется искажением поля в межэлектродном промежутке. В этом случае необходимо, чтобы проводимость инициирующей области была гораздо больше, проводимости в столбе стримера или разряда. Область высокой проводимости соответствует по времени началу резкого роста тока и спаду напряжения на разрядном промежутке, т.е. энерговклад в разряд резко увеличивается с формированием искрового канала. Выявленные расхождения в скоро-стях прорастания объясняются тем, что геометрия инициирующей области различна. Более того, при создании условий для образования большого количества катодных пятен в объемном разряде, тем самым происходит замедление процесса формирования искрового канала.

Таким образом, влияние внешнего продольного магнитного поля на образование и прорастание искрового канала сводится, прежде всего, к ограничению радиального расширения канала. Что приводит к увеличению плотности тока и росту скорости прорастания.

Расширение канала, вызванное давлением в столбе разряда, которое определяется при известной скорости расширения формулой [55]

(4.10)

где - плотность газа, - коэффициент, значение которого близко к единице и характеризующий сопротивление расширению.

Под действием внешнего продольного магнитного поля расширение определяется разностью давлений газодинамического и магнитного, т.е.

(4.11)

Здесь - напряженность магнитного поля на границе искрового калана, - скорость расширения при наличии поля, - среднее значение напряженности магнитного поля в плазме искрового канала.

Из выражения (4.11) можно определить . Это отношение характеризует проникновение поля в плазму искрового канала

(4.12)

Используя экспериментальные данные , определим отношение при 25%. В начальные моменты расширения скорость ? 2,3·10⁵ см/с, а при 140 кЭ - 1,15·10⁵cм/с. Подставив в (4.12) 3•1,7824•10³ г/см³ получаем 0,97. Таким образом, . Из этого следует, что внешнее продольное магнитное поле быстро проникает в плазму расширяющегося канала.

Зависимость скорости расширения от внешнего магнитного поля указывает на гидродинамический механизм расширения искрового канала [60-62].

ВЫВОДЫ

1. Сформулирована общая картина формирования и развития искрового канала в аргоне при различных начальных условиях на основе полученных экспериментальных данных.

2. При малых перенапряжениях геометрия свечения и радиальное распределение плотности заряженных частиц на начальных стадиях формирования разряда существенно зависит от формы электродов (от однородности поля).

3. При перенапряжениях развитие разряда замедляется на промежуточной стадии - катодные и анодные пятна и привязанные к ним диффузные каналы.

4. Внешнее продольное магнитное поле приводит к увеличению скорости прорастания канала и к уменьшению скорости расширения.

5. Зависимость скорости расширения от внешнего магнитного поля указывает на гидродинамический механизм расширения искрового канала.



ГЛАВА V. СПЕКТРАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОБОЯ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ ВО ВНЕШНЕМ ПРОДОЛЬНОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ

Глава посвящена изложению результатов исследования спектров сильноточного разряда высокого давления в инертных газах (Ar, He), как в поперечном, так и в продольном направлениях относительно магнитного и электрического полей. Рассмотрены спектры излучения различных стадий разряда в сильном продольном магнитном поле. Особо подчеркивается, что при увеличении напряженности внешнего продольного магнитного поля, происходит изменение спектрального состава излучения: наблюдается смещение максимального значения спектральной плотности излучения в ультрафиолетовую область, а также возникновение новых спектральных линий, как в ультрафиолетовой, так и в видимой области спектра.

По временам развития разряда его можно разбить на следующие стадии: стадия распространения лавино-плазменных стримеров - диффузное свечение (тлеющий объемный разряд), стадия образования катодного пятна с дрейфом электронного пучка в усиленном электрическом поле с последующим образованием узкого искрового канала и стадия расширения искрового канала с переходом в квазистационарную дугу.

По относительной интенсивности спектральных линий определены температура плазмы, и концентрация заряженных частиц по штарковскому уширению линий.

5.1. Исследование спектров излучения газового разряда и определение параметров плазмы

Спектр диффкузного свечения, тлеющего объемного разряда - 20 -80 нс (Ar, d=0,3 см, p=2280 Торр, U_пр =5 кВ) характеризуется в основном линиями атомарного аргона. Наиболее интенсивно излучаются линии ArI: 442,3 нм, 436,3 нм; 433,5 нм; 355,6 нм. На этой стадии для данных линий уширение составляет 0,01-0,05 нм, чему соответствует концентрация электронов ~10¹⁵ см^-3. Интенсивно возбуждаются на этой стадии некоторые ионные линии ArII: 354,5 нм; 358,8 нм; 372,9 нм, которым соответствуют определенные потенциалы возбуждения - 24,62 эВ; 22,94 эВ и 19,96 эВ, а так же интенсивный континуум в области 350-360 нм.

Спектр излучения формирующегося искрового канала начинает записываться на аэрофотопленку «изопанхром» чувствительностью 5000 ед. при токах разряда 40-60 А [87]. Спектрограмма участка 250-550 нм показана на рис. 5.1 при двух значениях напряженности магнитного поля ( 9 В/см Торр, 2280 Торр, 0,3 см). Излучение прорастающего искрового канала регистрируется через 60 - 80 нс после появления катодного пятна (начало резкого роста тока).

Рис. 5.1. Спектрограмма излучения разряда Ar (E/p= 9 В/см Торр, ⁷ см^-3, развертка 50 нс/мм): а) Н=0; б) Н=200 кЭ.

Спустя 150-200 нс растет интенсивность ионных линий аргона с регистрацией интенсивного непрерывного спектра в широком диапазоне длин волн (рис. 5.2). Наибольшая яркость ионных линий и непрерывного спектра достигается по истечении 250-350 нс с начала резкого роста тока. Интенсивность линий атомарного аргона в искровом канале такая же, как и в диффузном.

Под действием внешнего продольного магнитного поля максимум спектральной плотности излучения непрерывного спектра смещается в УФ область: ArII- 280,6 нм, ArIV- 280,9 нм. В видимом диапазоне спектра интенсивность линий в поперечном направлении уменьшается при увеличении напряженности внешнего продольного магнитного поля.

Для определения прозрачности плазмы всех стадий сильноточного искрового разряда высокого давления в инертных газах были сняты развернутые во времени спектры с применением сферического зеркала (рис. 5.2).

Рис. 5.2. Развернутые во времени спектры, снятые с применением сферического зеркала (б) и без него (а).

Для определения временных зависимостей интенсивности излучения в различных диапазонах длин волн использовался 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 Mathсad. На рис. 5.3 и 5.4 приведены спектры поперечного излучения при пробое Ar, развернутые с помощью численных методов моделирования компьютерной программы Mathсad для Н=0 и Н=400 кЭ. Сравнивая эти рисунки, отметим, что поперечное излучение из плазмы сильноточного разряда высокого давления во внешнем критическом магнитном поле уменьшается почти в 2 раза. По временам развития разряда рис. 5.3 соответствует стадии образования катодного пятна с дрейфом электронного пучка в усиленном электрическом поле с последующим образованием узкого искрового канала и его расширением (t=100 нс), а рис. 5.4 соответствует переходу к стадии квазистационарной дуги (t=160 нс).

Рис. 5.3. Спектры поперечного излучения пробоя Ar (250-550 нм), при d=0,3 см, p=2280 Торр, U_пр =5 кВ, U_стат = 4,7 кВ для Н=0 и Н=400 кЭ (t=100 нс).

Рис. 5.4. Спектры поперечного излучения пробоя Ar (250-550 нм), при d=0,3 см, p=1900 Торр, U_пр =5,3 кВ, U_стат = 4 кВ для Н=0 и Н=400 кЭ (t=160 нс).

Развернутый во времени спектр пробоя Ar приведен на рис. 5.5, во внешнем магнитном поле Н=400 кЭ и без него Н=0 (E/p=9 В/см·Торр, p=2280 Торр, d=0,3 см). Излучение начальных стадий разряда фиксируется в течение первых 60-80 нс, затем регистрируется излучение искрового канала (90-150 нс), квазистационарной дуги (160-250 нс) и деионизации плазмы отдельных спектральных линий (до 1 мкс). Как показали результаты эксперимента, внешнее продольное критическое магнитное поле, ускоряя процесс формирования всех стадий разряда, приводит к образованию новых спектральных линий в коротковолновой части спектра (рис. 5.5). Спектральные линии с длинами волн л₁=310,43 нм и л₂=314,48 нм - характерны химическому элементу Мо (молибден), показаны на рис. 5.5 для Н=0. При увеличении значения напряженности внешнего продольного магнитного поля до Н=400 кЭ эти линии исчезают и появляются новые: л₃=279,67 нм (Rh- родий или Os- осмий), л₄=307,03 нм (Mn- марганец), л₅=330,25 нм (Zn- цинк), л₆=332,37 нм (Ar-аргон), л₇=335,64 нм (Ar), л₈=340,15 нм (Ar), л₉=366,45 нм (Ar).

Рис. 5.5. Спектрограмма излучения при пробое Ar d=0,3 см, p=2280 Торр, U_пр =5 кВ в диапазоне 250 нм - 550 нм, для H= 0 и H=400 кЭ (I/I₀ -относительная интенсивность, в относительных единицах).

Спектры излучения Ar были сняты в условиях линейной зависимости оптической плотности почернения фотопленки от освещенности. При значениях напряженности магнитного поля Н=0 и Н=400 кЭ (р=2280 Торр, d=0,3 см) регистрировалась спектрограмма участка 250 нм- 550 нм. В дальнейшем спектры оцифровывались с помощью численных методов моделирования компьютерной программы Mathсad (рис. 5.6) [46, 87].

На рис. 5.6 (1) представлены спектрограммы излучения участка спектра при пробое в Ar для Н=0 и Н=400 кЭ. В рамках указаны длины волн спектральных линий (л=330, 2 нм - Zn), которые на стадии развития искрового канала (120 нс) появляются при значении напряженности магнитного поля Н=400 kOe, а на рис. 5.6 (2) - длины волн (л=269,76 нм - Rh, Os), появляющиеся на стадии горения квазистационарной дуги (200 нс) при Н=400 кЭ.

Рис. 5.6. Последовательность спектров излучения Ar, при d=0,3 см, p=2280 Торр, U_пр=5 кВ в диапазоне 250 нм - 550 нм, сплошная линия -- H= 0; пунктирная - - - H=400 кЭ (I/I₀ -относительная интенсивность, в относительных единицах), 1-t=120 нс; 2-t=200 нс.

Анализ полученных данных показывает, что наложение внешнего продольного магнитного поля приводит к изменению интенсивности излучения, как во времени, 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.

Интегральные спектры продольного излучения при пробое Ar приведены на рис. 5.7, во внешнем магнитном поле (Н=400 кЭ) и без него (Н=0) для p=2280 Торр, d=0,3 см. Как показали результаты эксперимента, внешнее продольное критическое магнитное поле, создавая упорядоченную структуру в газе и ускоряя процесс формирования всех стадий разряда, приводит к увеличению интенсивности свечения (рис. 5.7).

Рис. 5.7. Спектры интегрального излучения разряда в Ar вдоль силовых линий сильного продольного магнитного поля: а - Н=0; б - Н=400 кЭ, p=2280 Торр, d=0,3 см; U_пр=6 кВ; U_стат=4,7 кВ.

В сильном продольном магнитном поле происходит намагничивание атомов инертных газов (Ar, He), вектор намагничивания пропорционален значению напряженности внешнего магнитного поля, при этом магнитная восприимчивость их ч не зависит от температуры. Мы предполагаем, что создается упорядоченная структура до подачи пробойного импульса электрического напряжения. Отметим, что магнитные поля действуют на протяжении 600 мкс, а импульс электрического поля 1 мкс, фактически газ и плазма находятся в сильном магнитном поле, которое создает анизотропию излучения вдоль силовых линий магнитного поля, что на наш взгляд может привести к усилению направленного излучения из плазмы газового разряда. С помощью численных методов автоматизированного проектирования компьютерной программы Mathсad спектры, представленные на рис. 5.7, преобразуются в спектрограммы, которые приведены на рис. 5.8.

Рис. 5.8. Интегральные спектры излучения разряда в Ar вдоль силовых линий внешнего продольного магнитного поля: а - Н=0; б - Н=400 кЭ, Ar, p=2280 Торр, d=0,003 м; U_пр=6 кВ; U_стат =4,7 кВ.

Анализ интегральных спектров продольного излучения сильноточного разряда высокого давления в инертных газах позволяет заключить, что во внешнем критическом магнитном поле увеличивается интенсивность излучения в продольном направлении (рис. 5.8 и 5.9 для Не).

Аналогичная картина и в случае с Не. На рис. 5.9 приведены спектры интегрального излучения при пробое Не, для двух значений напряженности магнитного поля: Н=0 (а) и Н=400 кЭ (б) (p=2280 Торр, d=0,3 см).

Рис. 5.9. Интегральные спектры излучения разряда в Не вдоль силовых линий продольного сильного магнитного поля: а) - Н=0; б) - Н=400 кЭ, p=2280 Торр, d=0,3 см; U_пр=6 кВ; U_стат =2,5 кВ.

На рис. 5.10 представлены осциллограммы импульсов интегрального излучения с ФЭУ-29 (верхний луч - импульс с ФЭУ-29, нижний - ЭДС наведенная в измерительной катушке L2) соответствующие световому излучению пробоя Не, при р=1415 Торр, U_стат = 0,85 кВ; U_пр = 4 кВ, d = 0,4 см и W= 40% а), б), в), г) соответственно интегральному излучению разряда без внешнего магнитного поля и при Н= 90, 180 и 240 кЭ.

Рис. 5.10. Осциллограммы интегрального поперечного излучения He при p=1415 Торр, d= 0,4 см,U₀=0,85 кВ,U_пр= 4 кВ, W=40%. Развертка слева направо 5 мкс/мм. (верхний луч - импульс с ФЭУ-29, нижний - ЭДС наведенная в измерительной катушке L2) а) интегральное излучение разряда без внешнего магнитного поля б), в), г) соответственно при Н= 90, 180 и 240 кЭ.

Интегральное излучение в магнитных полях уменьшается по длительности с одновременным некоторым увеличением по амплитуде.

В таблице 5.1 даны значения интенсивности трех линий однократно ионизованного аргона при различных значениях напряженности магнитного поля для 300 нс.



Таблица 5.1. Значения интенсивности I(в относительных единицах) для определенной длины волны л в зависимости от значения напряженности внешнего продольного магнитного поля Н.

л, нм	Интенсивность в относительных единицах
	Н=0	Н=80 кЭ	Н=140 кЭ	Н=200 кЭ
480,6	10	9,12	8,13	7,9
454,5	3,39	3,3	3,21	3,16
422,8	2,39	2,51	2,49	2,44

На рис. 5.11 показаны графики зависимости относительной интенсивности (I/I₀, относительных единицах) от времени (t, нс), для ArII 454,5 нм при значениях напряженности внешнего продольного магнитного поля Н=0 и Н=400 кЭ.

Рис. 5.11. Графики зависимости интенсивности ионных линий ArII 454,5 нм от времени при Н=0 и Н=400 кЭ.

Возрастание интенсивности непрерывного излучение иллюстрирует рис. 5.12 ( 9 В/см Торр, 300 нс). Из рис. 5.12 видно, что при увеличении напряженности внешнего продольного магнитного поля максимум спектральной плотности непрерывного излучения перемещается в область коротких длин волн: при 0, 420 нм; 140 кЭ, 400 нм; кЭ, 370-380 нм. С учетом роста температуры плазмы (рис. 5.12) выполняется соотношение 1,576·10⁷ К·нм.

Следовательно, напряженность внешнего продольного магнитного поля влияет на спектральный состав излучения искрового канала.

Длительность светового импульса составляет ~1 мкс, хотя некоторые линии атомарного аргона и некоторые ионные линии излучаются в течение 6 - 8 мкс. В магнитном поле длительность импульса излучения незначительно возрастает.

Рис. 5.12. Зависимость интенсивности непрерывного излучения искрового каналаI от длины волныл:1) Н=0; 2) Н=140 кЭ; 3) Н=200 кЭ.

Степень влияния продольного магнитного поля определяется скоростью прорастания искрового канала. Скорость расширения является функцией энергии, вкладываемой в разряд [88]. Следовательно, увеличение скорости ввода энергии приведет к росту влияния магнитного поля на характеристики искрового канала, в том числе и на спектральные. Этот результат может быть использован для формирования импульсов излучения с крутым передним фронтом (~10^-7 с) и регулируемым спектральным составом. Кроме того доля энергии, идущая на излучение, в магнитном поле возрастает, т.е. увеличивается к.п.д. излучения искрового канала.

Используя метод относительных интенсивностей спектральных линий, определялась температура плазмы искрового канала. Этот метод основан на том, что для плазмы в состоянии частичного локального термодинамического равновесия (ЧЛТР) отношение интенсивностей линий запишется:

(5.1)

где - сила осциллятора линии длиной волны , - энергия возбуждения, - отношение статических весов верхнего и нижнего уровней; для линии соответствующие параметры обозначены индексом «2». Выражение (5.1) используется для линий одинаковой кратности ионизации.

Параметры оптических переходов линий для расчета температуры даны в таблице 5.2.

Таблица 5.2. Параметры оптических переходов для спектральных линий.

№	л, нм					f•103
1	484,79	16,75	19,3	4	2	150
2	480,6	16,4	19,22	6	6	300
3	476,48	17,26	19,87	2	4	390
4	465,79	17,14	19,8	4	2	130
5	460,96	18,45	21,14	6	8	390
6	454,5	17,174	19,87	4	4	130
7	448,18	18,73	21,5	6	6	150
8	433,53	11,83	14,69	3	3	110

Существуют определенные требования, которым должны удовлетворять спектральные линии, используемые для расчета температуры: параметры этих линий должны быть известны, отсутствовать самопоглощение и т.д. В нашем случае наиболее удобными оказались линии ArII- 448,18; 454,5; 480,6; 476,4; 484,7 нм. Во-первых, эти линии являются достаточно яркими в спектре излучения каналов, во-вторых, для этих линий табулированы параметры [89], входящие в (5.1). Для большинства линий ионов аргона искажение профиля линии за счет самопоглощения невелико [90-92]. Оптическая толщина при 10¹⁸ см^-3 и 3 эВ для линии 480,6 нм составляет 1 см, что намного больше характерного размера канала. Проверка самопоглощения линий совмещением каждой точки, излучающего объема с его изображением также указывает на тот факт, что плазму в линиях можно считать прозрачной.

Наличие полного ЛТР в плазме искрового канала можно проверить по критерию Грима [93] для однородной нестационарной плазмы: «Если электродные плотности настолько велики, что микроскопические параметры плазмы такие, как электронная температура и различные плотности, практически не меняются за времена порядка времени установления равновесия:

(5.2)

и также достаточно велики для выполнения критериев применимости ЛТР в однородной и стационарной плазме, то в этих условиях в нестационарной плазме, действительно, достигается состояние ЛТР. Критерий установления локального термодинамического равновесия в стационарной плазме

(5.3)

Здесь - концентрация электронов и атомов, - энергия первого возбужденного уровня, - энергия ионизации, - сила осциллятора. Применив критерии (5.2) и (5.3) для линии ArII 480,6 нм, у которой 19,22 эВ и 27,6 эВ, получим, что при 10¹⁷ см^-3 и 3 эВ в стационарной плазме ЛТР устанавливается. Для этой концентрации при 1 время установления равновесия, вычисленное по (5.2), оказывается 7·10^-8 c. При более высоких концентрациях время установления будет меньше. Таким образом, в плазме искрового канала через 70 нс устанавливается ЛТР и можно проводить измерение электронной температуры по относительным интенсивностям линий ArII. Что же касается температуры электронов в диффузном канале, то здесь вряд ли можно говорить о полном ЛТР. Поэтому требование установления ЧЛТР приводит к времени установления

, (5.4)

где - главное квантовое число.

Из формулы (5.4) для спектральных линий 480,6 нм и 484,7 нм условия ЧЛТР выполняются при 10¹⁷ см^-3 и 3 эВ за время меньше, чем 10^-8 с. Таким образом, определяется температура электронов плазмы диффузного канала.

Значение электронной температуры, вычисленное по относительной интенсивности спектральных линий ArII для тока разряда 50 А, оказалось равным в пределах погрешности эксперимента, что указывает на достоверность измерений. Электронная температура, определенная по формуле (5.1) для момента 40 нс после начала резкого роста тока 5,2·10⁴ К.

С момента замыкания промежутка ярким искровым каналом магнитное поле приводит к увеличению температуры плазмы канала. В таблице 5.3 даны значение при различных напряженностях магнитного поля на стадии быстрого расширения канала ( 300 нс).

Как видно из приведенных результатов измерений, продольное магнитное поле на стадии расширяющегося канала приводит к увеличению температуры плазмы. Это следует и из баланса энергии, так как доля энергии, идущая на расширение канала в магнитном поле уменьшается, то доля, идущая на излучение и увеличение внутренней энергии плазмы должна возрастать. В этой связи, представляется перспективным использование искрового разряда в магнитном поле в качестве импульсного источника света и разработка импульсных ламп, работающих в УФ области спектра.

На дуговой стадии (стадия медленного расширения канала), т.е. начиная с момента 500 нс интенсивность непрерывного излучения уменьшается, уменьшается также интенсивность ионных линий аргона, в то время как яркость линий нейтрального аргона 394,8 нм; 392,9 нм и линий алюминия AlI - 309,27 нм; 308,21 нм; AlII - 281,6 нм; 280,2 нм возрастает.

В продольном магнитном поле с момента 00 нс сильно возрастает свечение линий ArI 394,89 нм; ArII 280,61 нм; ArIV 280,94 нм.

Соответствующие изменения претерпевает и температура: в отсутствии магнитного поля температура резко спадает ( 1,5 мкс, 28000 К); в магнитном поле скорость уменьшения замедляется ( 0,1 мкс, 36000 К) (рис. 5.13). Температура, определенная по проводимости для момента 1 мкс составляет 25000 К, а по относительной интенсивности спектральных линий 31000 К.

Рис. 5.13. Зависимость температуры плазмы искрового канала со временем: 1) H=0; 2) Н=140 кЭ; 3) Н=200 кЭ.



Таблица 5.3. Изменение температуры T, при изменяющемся значении напряженности внешнего продольного магнитного поля Н.

, нм		T·104,К
	Н=0	Н=140 кЭ	Н=200 кЭ
448,18 454,5	3,6	3,9	4,1
480,6 476,4	3,9	4,4	4,6
484,7 476,4	3,4	3,8	4,0
Средняя	3,6	4,0	4,2

Таким образом, при индуктивности разряда цепи 10^-6 Гн и емкости конденсатора 5·10^-8 Ф формируется световой импульс длительностью 10^-6-2·10^-6 с с крутым передним фронтом (~10^-7 с). Причем, максимум излучаемой энергии в магнитном поле смещается в коротковолновую область, что является следствием увеличения температуры плазмы.

5.2. Определение плотности электронов плазмы искрового канала

Соотношение между концентрацией нейтральных атомов n_a, ионов n_i и электронов n_e дается распределением Саха:

, (5.5)

где U_i - потенциал ионизации атома, g_e, g_i, g_a - статистические веса электрона, иона и атома соответственно.

Оценки для температуры, рассчитанной по (5.5) указывают, на тот факт, что плазма искрового канала находится в состоянии почти 100 % ионизации.

Применение формулы Саха к более высоким степеням ионизации, дает значение плотности двукратно ионизованных атомов, равная приблизительно 30% плотности однократно ионизованных атомов, а также значительные концентрации ионов Ar³⁺.

В плазме формирующегося искрового канала в течение нескольких десятков наносекунд нейтральные атомы «выгорают» и выравниваются температуры электронов и ионов.

По известной формуле для скорости расширения [27] определяется давление в столбе разряда, которое способствует расширению канала:

, (5.6)

где с₀ - плотность газа, k - коэффициент, характеризующий сопротивление расширению, значение которого близко к единице. По равенству оценивалась концентрация ионов в плазме n~10¹⁸ см^-3.

Во внешнем продольном магнитном поле расширение канала записывается в виде разности газодинамического и магнитного давлений, т.е.

, (5.7)

здесь H₀ - магнитное поле на границе канала, H_ср - среднее значение поля в плазме канала, - скорость расширения при наличии магнитного поля.

Из (5.7) определим отношение , которое характеризует проникновение поля в плазму канала.

(5.8)

Используя экспериментальные данные и , определим отношение при W=25%. На начальном этапе расширения поля скорость расширения без влияния внешнего продольного магнитного поля равна 2,3·10⁵ см/с, а для Н=140 кЭ - =1,15·10⁵ см/с. Подставив в (5.8) с₀=3·1,8·10^-3, получим ?0,97, т.е. Н_ср?Н₀. Полученный результат указывает на стремительное проникновение поля в плазму растущего по ширине канала. Для сравнения отношение ?0,4-0,5 для расширяющейся плазмы катодного пятна (х~10⁶ см/с). Таким образом, степень проникновения поля в плазму определяется не только проводимостью плазмы, но и скоростью поперечного расширения. С другой стороны, чем больше отношение , т.е. чем больше градиент магнитного поля на границе плазмы, тем сильнее влияние поля на скорость поперечного переноса плазмы. Скорость расширения определяется скоростью ввода энергии в канал. Увеличить отношение , можно за счет увеличения скорости ввода энергии, соответственно увеличится удельная мощность, проводимость и температура плазмы.

Определенную роль в ионизации нейтрального газа вокруг канала играет и фотоионизация.

Специальные эксперименты по определению эффективности фотоионизации в воздухе [94-96] показали, что основным каналом появления заряженных частиц являются ступенчатые процессы, в частности ассоциативная ионизация. Большие энергии диссоциации молекулярных ионов NO⁺ (10,9 эВ), О₂⁺ (6,7 эВ), N₂⁺ (8,7 эВ) обуславливают высокую эффективность ассоциативной ионизации:

N+O+E₁>NO⁺+eE₁=2,8 эВ

N+N+E₂>N₂⁺+eE₂=5,83 эВ

O+O+E₃>O₂⁺+eE₃=6,91 эВ.

Для этих процессов не требуются высокоэнергетичные кванты. Нелинейный характер зависимости концентрации ионов от энерговклада в источник излучения также свидетельствует о преобладании ступенчатой ионизации.

Характерное время конверсии атомных ионов в молекулярные, в процессе трехчастичных реакций t₀?10^-8c. Таким образом, в фотоплазме, образованной вокруг искрового канала, будут преобладать молекулярные ионы, а в многокомпонентных средах (в воздухе) гидратированные кластерные ионы.

Концентрация фотоплазмы определялась на расстояниях больших, чем 1 см, для плоской решетки искровых разрядов. Эти результаты могут быть экстраполированы для случая одиночного искрового канала.

На рис. 5.14 показана концентрация заряженных частиц на расстоянии 1 см от решетки в зависимости от энерговклада в разряд (аргон). В воздухе концентрация при сопоставимых энерговкладах почти на порядок выше. Это объясняется наличием множества кинетических каналов ассоциативной ионизации в воздухе. В аргоне механизм ионизации также ступенчатый и идет по схеме

Ar+hн>Ar* Ar*+ Ar> Ar₂⁺+e. (5.9)

Рис. 5.14. Зависимость концентрации электронов в фотоплазме в Ar от энерговклада источника излучения.

Поглощение фотоионизирующего излучения можно определить из зависимости тока ионов на различных расстояниях от источника излучения. Зависимость эта носит экспоненциальный характер при малых энерговкладах. При больших энерговкладах концентрация ионов выходит на насыщение. Сопоставляя эти результаты, можно определить протяженность области одинаковой концентрации. Из данных по поглощению излучения и зависимости концентрации от энерговклада в источник, следует, что эта область ? 0,5 см, т.е. на расстоянии 0,3 см от границы искрового канала концентрация заряженных частиц (возникающих в результате фотоионизации) более в воздухе ~10¹¹ см^-3, а в аргоне 10¹⁰ см^-3.

Возможно, этим объясняется тот факт, что скорость расширения канала в воздухе заметно больше, чем в аргоне [97-100], больше также сила тока и электропроводность.

Таким образом, при расширении канала речь идет о распространении области высокой ионизации и ударной волны по слабоионизированной плазме.

В таких условиях на фронте волны вследствие поляризации плазмы образуется двойной электрический слой, распространяющийся со скоростью ударной волны. Осциллограмма импульса поля двойного слоя, показана на рис. 5.15. Импульс определялся системой из двух мелкоячеистых сеток, расположенных параллельно друг другу на расстоянии 0,05 см.

Рис. 5.15. Осциллограмма импульса поля двойного слоя.

Уширение спектральных линий при высоких концентрациях заряженных частиц обусловлено штарковским механизмом. Этот факт лежит в основе метода определения концентрации заряженных частиц по измеренной ширине спектральных линий. Контуры спектральных линий однозначно определяются плотностью электронов в том случае, когда уширение другими механизмами (доплеровским, ван-дер-ваальсовским, зеемановским) можно пренебречь. Поэтому оценим вклад различных механизмов в уширение линий ионизированного аргона. При плотностях электронов 10¹⁸ см^-3 ударная электронная полуширина линии ArII 480,6 нм при 4 эВ составляет ~0,1 нм. На канальной стадии максимальная напряженность собственного магнитного поля равна кЭ. Тогда уширение собственным магнитным полем будет равно.

Доплеровское уширение для линии ArII 480,6 нм () при температуре 3·10⁴ К, пренебрежимо мало ~ 10^-4нм.

Гримом и др. [63, 82] проведены теоретические расчеты штарковского уширения и сдвига спектральных линий для многих элементов. В широком интервале электронных плотностей и температур полуширина ионных линий приближенно равна

, (5.10)

где - параметр ионного уширения, - ударная электронная полуширина для данной линии, даны в [89]. Обычно второй член в формуле (5.10) для полуширины линий, описывающий вклад ионов в уширение, мал, так что величина пропорциональна концентрации и слабо зависит от температуры

. (5.11)

Эта формула достаточно точна, пока выполняются следующие неравенства

, (5.12)

- длина волны, А - атомный вес аргона. Параметр определяет границу, до которой работает теория Дебая. Здесь - среднее расстояние между ионами, - дебаевский радиус. При больших концентрациях ион-ионные корреляции и дебаевское экранирование могут привести к уменьшению электронной ударной ширины и дебаевское экранирование можно не учитывать до тех пор, пока расстояние между уровнями в масштабе частоты больше электронной плазменной частоты. При дебаевская теория уже несправедлива, и нельзя ограничиваться только парным взаимодействием.

Влияние зависимости ионного поля от времени дает параметр. Оценка неравенств с использованием данных таблиц Грима [89] показывает, что в нашем случае электронная концентрация может быть определена по штарковскому уширению.

Концентрация электронов плазмы была определена из спектрограмм, снятых с помощью спектрографа ИСП-30, сочлененного с фоторегистратором ВФУ-1. Щель спектрографа при записи спектра была равна 8·10^-3см. Почернение от разряда находилось в линейной части кривой почернение. Спектры фотометрировались с помощью микрофотометра ИФО-451. Поскольку щель спектрографа значительно больше нормальной, дисперсионный истинный контур трансформируется в наблюдаемый

(5.13)

где - аппаратная ширина. Из формы наблюдаемого контура (5.13) полуширина истинного контура выражается через наблюдаемую полуширину следующим образом

При таком определении погрешность измерения может составлять большую величину, так как близка к . Если выразить полуширину через ширину наблюдаемого контура на высоте получим соотношение, которое позволяет с меньшей погрешностью определить [98]

(5.14)

Полуширина линии ArII 480,6 нм, измеренная при токе 600 A (300 нс) оказалась равной 0,42 нм, тогда с учетом ударной электронной полуширины, найденной для 36000 К из таблиц Грима [89], плотность электронов равна

см^-3.

Для линии ArII 422,8 нм, 24 нм соответственно

см^-3.

Таким образом, концентрации электронов, вычисленные по полуширинам различных спектральных линий, оказались близкими.

Во внешнем магнитном поле напряженностью ширина спектральных линий соответствует штарковскому механизму уширения. При выполнении обратного неравенства уширение магнитным полем преобладает над штарковским. Поэтому, плотность заряженных частиц однозначно определяет штарковскую полуширину спектральных линий в магнитных полях напряженностью (для линии 480,6 нм) и (для линии 422,8 нм).

Так при 50 кЭ полуширина линии 480,6 нм, обусловленная магнитным полем равна 0,05 нм, а измеренная полуширина 0,5 нм. Это соответствует концентрации см^-3. Следовательно, внешнее продольное магнитное поле приводит к увеличению концентрации заряженных частиц.

...