(1.12)

где n₀(x) - начальное распределение плотности электронов, Е₀=Е(х,0).

Решение уравнения может быть построено методом характеристик [18] - интегрированием вдоль траектории и дрейфового движения электронов.

Анализ общего решения нестационарной задачи [35] показывает, что может существовать катодонаправленная волна, распространяющаяся со скоростью(- дрейфовая скорость электрона), в том случае, если .

В большинстве случаев в объемных и таунсендовских разрядах искровой канал зарождается в приэлектродных областях. В этой связи целесообразно время формирования канала подразделить на две стадии: время зарождения возмущения у электрода и время прорастания канала вглубь промежутка до его перекрытия.

Исследуя катодный слой в тлеющей фазе импульсного разряда на устойчивость относительно роста плотности тока, авторы [53] получили, что необходимым условием нестабильности является возрастание коэффициента вторичной эмиссии. Данное условие реализуется, если вторичным процессом на катоде является автоэлектронная эмиссия. Поле в катодном слое, требуемое для интенсивной автоэлектронной эмиссии составляет ~ 10⁶ В/см. Кроме того, ток на катоде усиливается за счет микронеоднородностей. Плотность тока может достигать значения 10⁷-10⁸ А/см². Случайное увеличение тока приводит к нарастанию ионной плотности (т.к. подвижность электронов на 2-3 порядка больше, чем у ионов) в катодном слое, что в свою очередь вызывает усиления поля на катоде и дальнейший рост автоэмиссионного тока. В конечном счете, происходит взрыв микроострия на поверхности катода, появление катодного пятна. Явление возникновения кратковременных лавин или пакетов электронов при микровзрывах на поверхности катода из-за высокой удельной энергии и сильного перегрева металла были изучены в вакуумных разрядах. Такие лавины заряженных частиц получили название «эктоны».

Время, необходимое для взрыва микроострия при плотности тока 10⁷-10⁸А/см² ~ 10⁸ с [27]. После взрыва происходит разлет плазмы с большой скоростью. Спектр катодного фронта в аргоне [54] по своим внешним признакам близок к спектру искрового канала, и характеризуется интенсивными линиями ионов аргона и материала катода. Температура плазмы катодного фронта, измеренная по относительной интенсивности спектральных линий, оказалась через 200 нс после резкого роста тока, равной 1,6 эВ, а концентрация электронов ~ 10¹⁷ см³. Эти параметры в столбе разряда заметно меньше (0,9 эВ).

В момент взрыва микроострия по расчетным значениям удельной тепловой энергии и плотности вещества с помощью таблиц термодинамических функций найдены температура и степень ионизации вещества с см³[54]. Их значения лежат в пределах Т = 3-5 эВ, n_e/n_i = 1-3. В расчетах скорость распространения плазмы составляла (2-3)·10⁶ см/с.

Параметры же плазменного фронта, измеренные в [24] относятся к более поздней фазе - фазе разлета плазмы. Отсутствие точных данных параметров плазмы катодного пятна в момент его зарождения определяется объективными экспериментальными трудностями измерения параметров плазмы в малых объемах с наносекундным разрешением. Взрыв микроострия порождает ударную волну, распространяющуюся по слабоионизованной плазме с высокой скоростью ~ 10⁶ см/с. По мере расширения факела скорость ее уменьшается [24].

Скорость расширения катодного факела слабо зависит от приложенного напряжения [25]. В процессе разлета катодного фронта концентрация плазмы на периферии снижается так, что плазма будет состоять из двух характерных областей. В первой, непосредственно примыкающей к поверхности острия и сравнимой с длиной свободного пробега электрона, происходит ионизация и возбуждение паров металла катода. Эту область называют «столкновительной». Вторая область («бесстолкновительная») примыкает к периферии и имеет малую концентрацию, а длина свободного пробега электрона больше размера самой области.

Закономерности, установленные выше, характерны для режима устойчивой эмиссии на ранней стадии катодного фронта. В момент возникновения катодного фронта, при достижении током разряда определенного предела, эти закономерности нарушаются, что отмечается появлением хаотических выбросов на осциллограммах тока [46]. Амплитуда выбросов в 1,5-3 раза превосходит значение тока, соответствующего закону Ленгмюра-Богуславского.

С образования катодного пятна в разрядах происходит шунтирование катодного слоя плазмой пятна. Перед появлением катодного пятна имеет место неравномерность протекания тока по объему, т.е. на фоне объемного свечения наблюдаются яркие диффузные каналы.

Вторая стадия в развитии искрового канала - прорастание возмущения, возникающего в прикатодной области, вглубь промежутка.

Наиболее общим в объяснении прорастания канала является подход, основанный на предположении, что катодное пятно вносит искажение в распределение электрического поля в столбе вблизи катода, и дальнейшее вытеснение потенциала из более ионизованной части канала в столб разряда [26, 27]. Такая постановка характерна для объяснения продвижения катодонаправленного и анодонаправленного стримеров, при описании волн ионизации в промежутке после перекрытия его стримерным каналом [27], либо после стадии таунсендовских лавинных генераций.

Формирование искрового канала, при пробое аргона исследуется в последнее время с целью выяснения механизма контракции. Эти исследования стимулируются тем, что разряд в смеси аргона с галогеносодержащими соединениями применяется в качестве активной среды в эксиплексных и эксимерных лазерах [7].

Наиболее развитой в настоящее время надо считать модель детонационной волны или горения [42].

Исследование таунсендовского разряда в водороде и криптоне [55, 56] показало, что искровой канал инициируется катодным пятном. Появление катодного пятна еще не означает мгновенной контракции разряда, если речь идет о наносекундном масштабе времени. Описание контракции с помощью строгого решения нестационарной задачи с применением уравнения непрерывности Пуассона, теплопроводности и т.д. оказывается затруднительным.

1.4. Формирование и развитие искрового канала при пробое инертных газов высокого давления

Используя закон нарастания проводимости, предложенный Ремпе и Вейцелем [57], в соответствии с которым скорость нарастания концентрации электронов пропорциональна мощности вкладываемой в единицу объема в [26] для скорости прорастания канала получено выражение:

(1.13)

где b - коэффициент, характеризующий долю энергии, расходуемую на ионизацию газа; - потенциал ионизации; n_a - плотность нейтральных атомов; Е_ст - поле в столбе диффузионного канала; r₀ - радиус искрового канала, к_еа - постоянная упругого соударения электрона с атомами.

Исследование развития сформировавшегося искрового канала показало, что скорость расширения нитевидного канала определяется энергией, вводимой в разряд. Результаты экспериментального излучения [58] дали хорошее согласие с гидродинамической теорией, согласно которой радиус канала определяется выражением

(1.14)

здесь - постоянные, равные для аргона соответственно 1,1; 4,3·10^-2; 4,6·10^-6 (в ед. CGS), - энергия, выделявшаяся в канале.

Разрядный ток при исследованных параметрах цепи [58] с достаточной степенью точности подчиняется выражению

(1.15)

где -индуктивность цепи, - разрядная емкость, -прикладываемое напряжение, - активное сопротивление цепи. На начальных этапах развития напряженность поля в канале имеет высокое значение ~10³ В/см и по истечению микросекунды уменьшается почти на порядок.

Ударная волна, которая образуется в начале развития канала, отделяется от «оболочки» канала через 300-400 нс. Автор [25] высказывается в пользу гидродинамического механизма уширения канала. На первичных стадиях развития плотность тока разряда достигает значения 10⁵-10⁶ А/см² , далее за 0,5 мкс уменьшается на порядок [25].

Экспериментальные радиальные профили температуры и плотности в канале [59] демонстрируют высокую плотность газа в ударной волне и низкую на оси, высокую температуру на оси и низкую на границе канала.

Когда строилась гидродинамическая теория расширения искрового канала [60] не учитывалось излучение столба плазмы, а также роль магнитного давления. Для устранения выше названных недостатков теории в [50] за счет усложнения принципа автомодельности учитывалась проводимость столба разряда и введена поправка на излучение в предположении о водородоподобных атомах. В результате чего, получены зависимости температуры от плотности газа разрядного тока и радиуса канала, в случае предположения однородности распределения в канале , согласованные с экспериментом, и оптически прозрачной плазмы.

При высоких температурах перенос тепла происходит за счет излучения [50], а при относительно низких - за счет теплопроводности. С учетом работы [53] в зависимости от условий разряда перенос энергии из горячей части канала осуществляется тремя механизмами: электронной и лучистой теплопроводностью и так называемым «лучистым переносом в оптически тонкой плазме». В последнем случае, в отличие от двух первых (в которых коэффициенты теплопроводности зависят от температуры) температура газа может существенно меняться на расстоянии длины пробега квантов излучения.

В работе [60] говорится о модели расширения разрядного канала, основанной на расширении границы высокоионизированного столба при разряде подобно фронту детонации. Допускается, что перемещение границы (или "тепловой волны") происходит в два этапа: нагрев окружающего столба газа за счет перечисленных механизмов переноса до температуры 10000-15000 К, (при которой наступает скачкообразное нарастание проводимости до значения сравнимого с проводимостью внутри столба) и затем дальнейший нагрев слоя током до температуры столба.

За счет поступления энергии в тонкий сформировавшийся канал с большой скоростью за несколько наносекунд резко увеличивается давление от до 25 [35]. Это и вызывает расширение канала со сверхзвуковой скоростью (2•10⁵ см/с) в радиальном направлении.

В течение первых 100 нс плотность электронов у границ канала достигает значений 10¹⁸ см^-3, что соответствует степени ионизации равной единице. Электрическое удельное сопротивление плазмы 10¹⁸ см^-3 и 5·10⁴ К имеет значение 4·10³Ом·см.

Для значения сопротивления канала Теплер [61] предположил эмпирическую формулу, согласно которой сопротивление искры обратно пропорционально количеству электричества, протекающего через него

, (1.16)

где - длина канала, - постоянная Теплера.

Ромпе и Вайцелем [57] предлагают усовершенствованный закон Теплера, для сопротивления искрового канала, который имеет вид

(1.17)

здесь - постоянная, - давление. Выражение (1.17) получено из уравнения баланса энергии для канала

(1.18)

где - плотность газа, - внутренняя энергия на единицу массы, - плотность тока, - удельная проводимость, - давление в канале, - скорость расширения канала, - поток излучения из канала. При получении (1.17) сделаны следующие допущения: последними двумя членами правой части и движением газа можно пренебречь, удельная проводимость пропорциональна удельной внутренней энергии, т.е. ток, распределен однородно по всему сечению.

Несмотря на произвольное предположение сравнение экспериментально измеренных времен спада напряжения и рассчитанных с учетом элементов электрической цепи и закона (1.17) в ряде случаев дает хорошее согласие с экспериментом. При этом значение подбирается по наилучшему совпадению расчетных и экспериментальных осциллограмм тока. Измерения в атмосферном воздухе, азоте и в аргоне проведены в работах [58, 59]. Так например, в аргоне при 760 Торр и 0,78 см, 20-30 атм·см²/с·В².

Более строгое рассмотрение зависимости сопротивления канала искры во времени с использованием формулы Спитцера, в предположении, что ток распределен равномерно по сечению канала, подтверждается многими работами. Тогда выражение

(1.19)

будет незначительно отличаться от закона Ромпе и Вайцеля. Здесь - постоянная.

С увеличением перенапряжения W от 0 до 50% при напряженности внешнего магнитного поля H=0 время формирования пробоя уменьшается почти в 2 раза (от 160 до 70 нс). Во внешнем продольном магнитном поле время формирования изменяется на 20%, причем для перенапряжений W= 20-30% наблюдается наибольшее уменьшение времени (до 50%).

Результаты исследования времени резкого спада напряжения ф_сп в аргоне (от пробивного напряжения U_пр до напряжения горения квазистационарной дуги U_д) показали, что во внешнем продольном магнитном поле ф_сп уменьшается. Однако, эти изменения не значительны.

Напряжение горения квазистационарной дуги с увеличением напряженности внешнего магнитного поля в инертных газах повышается.

Эти результаты используются в квантовой электронике, при решении проблемы коммутации импульсных токов, при разработке импульсных источников излучения и т.д.



ГЛАВА II. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ

Глава II посвящена изучению вопросов, связанных с экспериментальной техникой и условиями эксперимента. А так же методам исследования процессов, протекающих при пробое газов, и при напряженностях поля близких к статическим пробойным с наличием внешнего продольного магнитного поля и без него. Данные исследования проводились в рамках следующих экспериментальных методов:

- метод исследования регистрации электрических параметров разряда;

- метод регистрации пространственно-временного развития свечения при помощи электрооптического затвора (ЭОЗ);

- метод исследования регистрации излучения спектра (в видимой и УФ областях с пространственным и временным разрешением) при помощи электронно-оптического преобразователя (ЭОП);

- метод относительных интенсивностей для расчета температуры электронов в плазме искрового канала;

- метод лучеиспускания для исследования характеристик оптического излучения плазмы.

Учитывая малые времена развития процессов при импульсном искровом разряде, экспериментальная установка удовлетворяет следующим требованиям:

1. временное разрешение электрических параметров составляло ~5 нс, оптических картин свечения ~5 нс и спектральных характеристик - 10 нс;

2. используемые импульсы напряжения с регулируемой амплитудой и крутым передним фронтом до 10 нс;

3. создание импульсных магнитных полей с длительностью полупериода ~300 мкс, в области с размерами 0,1 см и напряженностью до 300 кЭ;

4. предварительной ионизацией достигалась начальная концентрация электронов ~10⁷ - 10⁸ см^-3.

2.1 Электрическая схема генератора импульсных напряжений до 50 кВ

Электрическая схема экспериментальной установки питания высоковольтными импульсами напряжения разрядного промежутка и искры для предионизации представлена на рис. 2.1а. Принцип действия установки заключается в следующем: через сопротивление R₁ (120 кОм) и высоковольтный диод V₁ (2хД1008)заряжаются до напряжения конденсаторыС₁(10^-8или 5?10^-9Ф) и С₂(5х2?10^-9Ф). Через сопротивленияR₃ (3,6 кОм) и R₄ (100 Ом) как только сра-батывает разрядник S₁ разряжается конденсатор С₁, затем на разрядный промежуток S₀ подается импульс напряжения с сопротивлений R₃, R₄. Характеристики разрядника S₁ определяют передний фронт импульса. Стабильность срабатывания S₁ составляет ± 10 нс. Известно, что напряжение на промежутке изменяется по закону:

. (2.1)

Предпробойные процессы в исследуемом промежутке протекают за время 10^-6с, а подбиралось так, чтобы за 10^-6 с падение напряжения на межэлектродном расстоянии не превышало 5%, а именно

Схема диодного ограничителя для измерения предпробойных токов представлена на рис. 2.1в.

Если полученное выражение подставить в (2.1), то

Из этого выражения вытекает, что 2·10^-5 с. Когда исследуются стадии слабого тока 10^-9 Ф, а для стадий сильных токов 5?10^-8 Ф. Колебания в цепи S₁C₂R₂ глушились элементами цепи С₂ и R₂ (1 кОм), которые создавали достаточную проводимость коммутатора S₁.

Особенности схемы представлены на рис. 2.1б. На стержне установлен С₁ (типа K15-4), к которому прикрепляется верхний электрод разрядного проме-жутка, по другую сторону С₁ установлен разрядник S₁ и коаксиально - С₂ и R₂.

Рис. 2.1 а) Схема генератора высоковольтных импульсов напряжения (ВИН);

б) особенности конструктивного исполнения, данной электрической схемы таковы: С₁,С₂ - разрядные емкости; емкость С₂и сопротивление R₂обеспечивают проводимость коммутатора S₁; V1,V2- высоковольтные диоды; импульсы напряжений с сопротивлений R_10, R₁₁ направляются на поджиг коммутатора S₁ и на разрядник подсветки исследуемого промежутка S₀; R₅-шунт; R₃, R₄- делители напряжения; R₉- сопротивление для ограничения и определения тока в цепи тиратрона ТГИ1-400/16; С₄-проходная емкость для запуска тиратрона;

в) схема диодного ограничителя для измерения предпробойных токов.

Разрядник S₁ имеет электроды из стали. Отверстие диаметром 0,1-0,15 см имелось в заземленном электроде, к которому подходил электрод поджига. Для того чтобы свести к минимуму индуктивность цепи все элементы схемы собирались коаксиально. Восемь шпилек расположенных симметрично вокруг конденсатора С₁ и разрядника S₁ обеспечивали обратный токопровод к конденсатору. Использовались керамические мало индуктивные конденсаторы и сопротивления марки ТВО.

На стадиях малого тока, т.е. когда сопротивление разрядного промежутка R_p>>Z₀ = (L/C_э)^1/2 (L - индуктивность цепи, С_э - межэлектродная емкость), для согласования последовательно промежутку S₀ подсоединяли сопротивление R₀+R₅?200 Ом. При исследовании стадии большого тока сопротивление R₉+R₅ шунтировали. Индуктивность разрядной цепи составляла 2,3·10^-7 Гн, межэлектродная емкость С_э = 2·10^-11 Ф. В схеме для исследования разрядных процессов в условиях анизотропии, обусловленной влиянием внешних продольных магнитных полей индуктивность разрядной цепи составляла 2,5·10^-6 Гн.

Начальная концентрация электронов 10⁸ см^-3 создавалась за счет предварительной ионизации газа облучением промежутка ультрафиолетовым (УФ) излучением искры S₂, которая располагается в данном газе. Формируется импульс подсветки при помощи тиратрона типа ТГИ 2-400/16 (Л₁на рис. 2.1а). При закрытии тиратрона конденсатор С₃ (4?10^-9Ф) заряжается до напряжения 5,5 кВ и при запускании тиратрона разряжается через сопротивления R₉ (20 Ом), R₁₀ (100 Ом), R₁₁ (100 Ом). Импульс напряжения с R₁₁ подавался на поджиг коммутатора S₁, а импульс с R₁₀ по кабелю PK - 100 на разрядник S₂, чтобы подсвечивать исследуемый промежуток. Ток в цепи тиратрона (R₉) ограничивался сопротивлением R₉. Продолжительность светового импульса подсветки составляет 600 нс. Межэлектродное расхождение подсвечивающего промежутка S₂ и разрядника S₁ устанавливались таким образом, чтобы пробойный импульс подавался на исследуемый промежуток через 100 - 150 нс после подсветки. Интервал между этими импульсами определяется временем запаздывания разрядника S₁, которое стабильно регулируется в широком диапазоне от 50 нс до1мкс, при заданном S₂.Регулировка осуществляется изменением межэлектродного расстояния разрядника S₁.

Подсвечивающий промежуток располагается сбоку на расстоянии 6 см от оси электродов. Именно такой подсвет разрядного промежутка создает начальную концентрацию электронов одинаковую по оси разряда.

Высокое напряжение в схеме получали используя высоковольтные трансформаторы Тр2 и Тр4 типа HOM - 10. Контроль напряжения на емкостяхС₁,С₂ и С₃ осуществляется электростатическими киловольтметрами.

2.2 Методы исследования электротехнических параметров разряда

Осциллографированием сигнала с делителей R₃, R₄ или с емкостного делителя при помощи осциллографов OK - 21, C8 - 14 высчитывали напряжение на исследуемом промежутке. Используемый метод с учетом промежуточных процессов в измерительном тракте обеспечивает разрешение по времени в 5 нс. Волновому сопротивлению передающего кабеля соответствовало сопротивление R₄, с которого снималось напряжение (100 Ом для осциллографа OK - 21 и 50 Ом для осциллографа C8 - 14).

Различные методики применялись при фиксировании разрядного тока на определенных стадиях. Малые предпробойные токи (10^-3 - 10^-1 А) измерялись осциллографированием сигнала с шунта малой индуктивности R₅ = 1-10 Ом, с применением для защиты усилителя осциллографа C1 - 75 диодного ограничите-ля, схема которого представлена на рис. 2.1в. Широкополосный усилитель C1 - 75 (до 250 МГц) позволял регистрировать токи, начиная с 10^-3А, с временным разрешением 4 нс.

На стадиях сильных токов применялся пояс Роговского. При расчете и выборе конструкции пояса Роговского (трансформатора тока с пассивной интегрирующей RL цепочкой (на рис. 2.1а)), предусматривается выполнение условия интегрирования. Для минимизации амплитудных и фазовых искажений в измеряемом токе, необходимо чтобы выполнилось неравенство

.

Например, один из поясов с параметрами: индуктивность L = 3•10^-5 Гн, сопротивление пояса = 0,08 Ом, число витков 200, сопротивление шунта = 5 Ом. При 7•10⁶ Гц условие интегрирования выполняется с достаточным запасом. Сигнал с пояса Роговского подавался на пластины осциллографа ОК- 21. Временное разрешение, при использовании данной методики измерения тока, составляло 5нс.

Осциллограммы тока и напряжения снимались на высокочувствительную (1000 - 3000 ед. ГОСТа 0,85) аэрофотопленку «изопанхром» (тип 29) и на пленку РФ - 3.

По формуле для напряжения, измеряемого делителем, оценивалась погрешность измерения высокого напряжения

(2.2)

где - отклонение луча осциллографа при напряжении , - калибровочное напряжение, - коэффициент деления делителя R₃, R₄,- значение измеряемого напряжения на осциллограмме. Максимальная погрешность в измерении напряжения

Оценка максимальной погрешности в измерении тока разряда, производилась по известному выражению для тока, измеренного поясом Роговского

(2.3)

где - величина отклонения луча осциллографа. Максимальная погрешность при измерении тока составляет

Падение напряжения на разрядном промежутке будет равно

, (2.4)

где - индуктивность электродов, - индуктивность столба разряда. Индуктивность электродов составляла 1,2·10^-7 Гн, а максимальное значение 10^-9 Гн и - 10^-2 Гн/с, таким образом, определяя сопротивление столба разряда последними двумя членами из выражения (2.4) можно пренебречь, т.е.

(2.5)

По известному сопротивлению и току определялись мощность и энергия, вводимые в разряд

(2.6)

Плотность тока разряда и концентрация электронов рассчитывались по известному сечению и току разряда[62].

При определенных условиях электронная температура плазмы определяется по известной формуле Спитцера

(2.7)

- электронная температура в градусах К, - кулоновский логарифм, который обычно принимают равным 10 - 15, - заряд иона. По известному сопротивлению искрового канала рассчитывалась проводимость плазмы.

Формула Спитцера (2.7) используется тогда, если частота электрон-ионных столкновений гораздо больше частоты электрон-атомных соударений .

При сопоставлении формул для частот различных соударений [63]

находим, что выражение (2.7) справедливо при

(2.8)

где - сечение упругого соударения электрона с атомом, - концентрация электронов. При вычислении температуры через проводимость максимальная погрешность равна30%.

Концентрация затравочных электронов, которые возникают после фотоионизации газового промежутка, определялась по измеренному току в цепи, когда напряжение на промежутке постоянно (100 - 500 В). Разрядный ток определяется по осциллограмме напряжения, снимаемой с сопротивления (1-10 кОм), которое последовательно соединено с промежутком. Средняя плотность тока и концентрация электронов рассчитывались по известному сечению электродов.

Основным условием соответствия измеряемого тока и плотности фотоэлектронов является отсутствие ионизационного размножения, поскольку ограничивает величину прикладываемого напряжения именно это условие. Затем после вспышки УФ излучения ток в цепи течет за время 10^-5 с, а с другой стороны переходные процессы длятся в течение времени 10^-7 с (- емкость промежутка). Таким образом, и ток в цепи соответствовал концентрации электронов приходящих на анод.

На основании этих измерений был сделан вывод о том, что в промежутке создается концентрация электронов 10⁷ -10⁸ см^-3.

2.3 Получение и измерение импульсных магнитных полей

Анизотропия, обусловленная влиянием внешнего продольного магнитного поля на параметры газового разряда, определяется действием его на: радиальное перемещение заряженных частиц; ориентацию магнитных моментов ионов и атомов, что дает возможность определить механизмы ответственные за расширение и прорастание искрового канала; изменение интенсивности спектральных характеристик; поляризацию излучения. Магнитное поле получали разрядом батареи конденсаторов через соленоид, в котором располагался разрядный промежуток. Параметры системы емкостной накопитель - соленоид подбирались по требованиям, предъявляемым к величине и характерному периоду изменения магнитного поля, т.е. период колебания поля должен быть гораздо больше продолжительности исследуемых этапов пробоя промежутка. Существенное влияние на плазму, относительно величины напряженности магнитного поля, оказывается при выполнении условия (- частота соударений электрона с атомами, - ларморовская частота электрона). Сравнивая частоты получим

Конструкция и тип соленоида подбирались, исходя из требований к величине магнитного поля, механической прочности, простоты конструкции.

Схема, представленная на рис. 2.2 поясняет принцип работы генератора импульсных токов для питания соленоида. Через сопротивление R₁₃ (300 кОм) заряжается батарея конденсаторов общей емкостью 1800 мкФ и индуктивностью 5•10^-8 Гн с рабочим напряжением 5 кВ. При срабатывании разрядника S₄ емкость С начинает разряжаться через соленоид . Поджиг раз-рядника S₄ осуществлялся подачей высоковольтного импульса напряжением 8 кВ с катодной цепи тиратрона Л₂ типа ТГИ 2 - 400/16, который запускался от генератора задержанных импульсов ГИ - 1. Этим же генератором с требуемой задержкой запускались и остальные схемы установки.

Рис. 2.2. Генератор импульсных токов для питания соленоида.

Требования предъявляемого к коммутатору S₄: стабильность срабатывания, достаточный диапазон пропускания по току (токи в цепи составляли десятки кА), высокий ресурс.

Этим требованиям удовлетворял вакуумный разрядник [62]. Вакуумным разрядникам характерны два очевидных преимущества относительно обычных искровых коммутаторов: меньшая плотность тока и малая индуктивность.

Соленоид представлял собой (рис. 2.3) цельнометаллическую конструкцию из бериллиевой бронзы Бр. Б2 [62] с числом витков 33, внутренним диаметром 8 мм, индуктивностью 5·10^-6 Гн. Регистрация излучения разряда осуществлялась через боковые отверстия 5 в центральном витке (толщиной 1 см). Толщина витков 0,2 см, межвитковой текстолитовой изоляции 0,15 - 0,2 см. Соле-ноид в собранном виде помещался в стальной бандаж 4 с толщиной стенок 0,4 см.

Рис. 2.3. Соленоид:1 - витки, 2 - изолирующая текстолитовая прокладка, 3- изолятор, 4 - стальной корпус, 5 - боковые отверстия.

Получая импульсное магнитное поле, в ограниченном объеме соленоида наблюдаются эффекты, вызванные диффузией магнитного поля в проводник с конечной проводимостью. Она способствует джоулеву нагреву проводника, а повышение температуры проводника, приводит к уменьшению проводимости, что оказывает воздействие на процесс диффузии магнитного поля, и с ростом температуры проводника диффузия становится нелинейной.

Пороговое значение напряженности магнитного поля различное для различных проводников. Когда достигается это значение, нелинейные процессы диссипации энергии магнитного поля начинают играть заметную роль. Для бериллиевой бронзы это значение составляет 740 кЭ. А в экспериментах максимальное значение напряженности 250 кЭ поэтому эффекты, связанные с нелинейностью сказываться не будут.

Период магнитного поля составляет мкс, в то время как длительность исследуемой стадии пробоя равна 1 мкс. В таких условиях, магнитное поле в течение 1мкс можно считать постоянным.

Синхронизация разряда с магнитным полем осуществлялась так, что бы пробой, время пробоя, соответствовало максимальному значению напряженности магнитного поля. Осциллограмма магнитного поля с меткой соответствующей пробойному импульсу показана на рис. 2.4.

Рис. 2.4. Осциллограмма импульса магнитного поля с меткой соответствующей пробойному импульсу.

Миниатюрный индукционный датчик измерял импульсное магнитное поле. Этот датчик - катушка, намотанная (10 витков) на фарфоровую трубку, диаметр которой 0,15 см. Провод выбирался, возможно, малого диаметра ( 0,01 см) и имел шелковую изоляцию, длина намотки 0,1- 0,2 см. Датчик крепился к фарфо-ровой трубке и помещался на оси промежутка. Сигнал с катушки поступал на пассивную интегрирующую RС- цепочку (рис. 2.2) с постоянной времени3·10^-2 с6·10^-4 с. Провода, соединенные с интегратором, скручивались вместе и помещались в толстый медный экран. RС - цепочка была собрана в коробке из магнитомягкого железа. Параллельно производилось измерение тока в цепи соленоида поясом Роговского L₂ (рис. 2.2). Градуировка магнитного поля производилась с помощью одновременного осциллографирования сигналов с индукционного датчика и пояса Роговского. При исследовании пробоя контроль синхронизации и измерение поля производился по току в соленоиде.

Величина индукции магнитного поля связана с осциллографируемым с конденсатора С₅ напряжением соотношением

(2.9)

Здесь - число витков датчика, ( - сечение фарфоровой трубки, - сечение провода намотки). Формулу (2.9) можно записать в более удобном виде

(2.10)

при подстановке в которую в Омах, - в Фарадах и в см²магнитную индукцию получим в Гауссах.

Максимальная погрешность измерения напряженности (индукции) магнитного поля равна

При наличии электродов в соленоиде поле не будет однородным по оси электродов. Диаметр примененных полусферических алюминиевых электродов составлял 0,4 см. Время диффузии поля в материал электродов будет равно

т.е. оно не значительно отличается от значения 1,5·10^-4 с.

Следовательно, поле у электродов не будет иметь такого же значения, как и в центре промежутка. Поэтому экспериментально измеряли распределение поля по оси промежутка, начиная с 0,05 см от поверхности электродов (рис. 2.5).

Рис. 2.5. Распределение магнитного поля по оси разрядного промежутка.

На рис. 2.6, показан общий вид экспериментальной установки для исследования пробоя газов во внешнем сильном магнитном поле. Состоит она из двух частей, работающих синхронно: первая часть служит для получения импульсов напряжения длительностью 1 мкс и подачи ее на газоразрядный промежуток; вторая часть предназначена для получения импульсных магнитных полей до 500 кЭ с полупериодом до 150 мкс.

Была изготовлена камера для изучения развития искрового канала во внешнем магнитном поле.

Рис. 2.6. Внешний вид камеры из нержавеющей стали (1) и ячейки Керра (2).

Исследуемый промежуток S₀ и электроды 7 находились в соленоиде. На концы соленоида и цилиндрических втулок навинчивались колпачки 10 (шаг резьбы 1 мм). Стержни 7 изолировались эбонитовыми втулками 4. Такое конструктивное исполнение позволяло устанавливать межэлектродное расстояние с точностью до 0,01 мм, вращением колпачков 10.



Рис. 2.7. Схема разрядной камеры с соленоидом и разрядным промежутком:

1 - межвитковая текстолитовая изоляция, 2 - витки соленоида из бериллиевой бронзы, 3 - резиновая изоляция для вакуумного уплотнения электродов, 4 - зажимающая на резьбе эбонитовая втулка, 5 - стальной корпус камеры, 6 - текстолитовый кожух соленоида, 7 - электроды исследуемого промежутка, 8 - стальной бандаж катушки, 9 -симметрично расположенные кварцевые окошки, 10 - колпачки, регулирующие межэлектродное расстояние.

В экспериментах по изучению развития искрового канала в магнитном поле использовались полусферические электроды диаметром 0,4 см. Герметизация достигалась применением прокладок из вакуумной резины и фторопласта. Такой конструкции разрядная камера позволяла проводить исследования в широком диапазоне давлений (от 10^-3 Торр до 3800 Торр). Откачка газа производилась форвакуумным насосом РВН - 20 до уровня 5 10^-2 Торр, затем камеру промывали и заполняли аргоном ГОСТа 10157-73, с содержанием аргона 99,98%. Кроме того, аргон пропускали через влагопоглотительные силикагелевые и цеолитовые фильтры. Таким образом, чистота газа в камере была не хуже 99,98%. Низкое давление контролировалось вакуумным термометром ЗТ-2А. Измерение рабочего давления производилось до и после эксперимента образцовым манометром.

Регистрация излучения (снятие спектров и оптических картин) производилась через симметрично расположенные кварцевые окошки 9. Диаметр окошек составлял 2,2 см.

Для исследований предпробойных стадий разряда генератор импульсов напряжения представлял собой одно целое с камерой. Межэлектродная емкость при больших электродах составляла 1,2?10^-8Ф, а индуктивность разрядной цепи в режиме короткого замыкания 2,3·10^-7 Гн. Для второго случая, генератор был собран отдельно, и разрядная цепь имела индуктивность 1,2·10^-6Гн.

Алюминиевые электроды полировались, промывались спиртом и затем дистиллированной водой. Характерные размеры микровыступов на поверхности электродов ~ 10^-4 см.

Поверхность электродов за исключением центральной части чернили, при съемках фотоэлектронным регистратором ФЭР 2-1.

2.4 Методы исследования пространственно-временных характеристик развития разряда

С помощью электро-оптического затвора Керра (ЭОЗ) на нитробензоле, работающем в покадровом режиме и ЭОП ФЭР 2-1, работающем как в покадровом, так и в непрерывном режиме осуществлялась регистрация пространственно-временного развития разряда.

Преимущество затвора Керра:

- он практически без инерционен;

- не подвержен действию сильных электромагнитных полей.

Этим объясняется то, что ЭОЗ, а не ФЭР 2-1 был использован для регистрации пространственно-временного развития разряда в магнитном поле. Действие ЭОЗ Керра практически зависит только от скорости, с которой требуемое напряжение прикладывается к электродам ячейки. Длительность импульса напряжения определяет время экспозиции, а крутизна фронтов скорость открытия и закрытия затвора. Регулировкой длительности импульса можно довольно просто регулировать время экспозиции.

Зависимость светового потока проходящего через ЭОЗ, от прикладываемого напряжения определяется выражением [62]

(2.11)

Здесь - напряжение полного открытия, - напряжение, приложенное к электродам, - поток, падающий на выход затвора. Напряжение полного открытия ЭОЗ с учетом геометрии электродов дается выражением

(2.12)

где - электро-оптическая постоянная Керра, - расстояние между плоскими электродами в см, - длина электродов в см.

Для нитробензола 20·10^-6см^-1 СГСЕ^-2.При получении соотношения (2.12) предполагалось расположение поляроидов под углом 45° к полю, т.е. первый поляроид располагался так, чтобы плоскость поляризации составляла 45° к направлению поля, а второй перпендикулярно к первому.

Максимальный коэффициент перекрытия для ЭОЗ на нитробензоле 10^-4 и при съемке стадий слабого свечения на приемник попадало излучение с поздних ярких стадий разряда. Поэтому использовалась двойная ячейка Керра. Пропускная способность ЭОЗ при различных положениях поляроидов показана на рис. 2.8. Кривая 1 соответствует параллельному расположению и кривая 2 - перпендикулярному. Схема генератора импульсов напряжения для открытия ЭОЗ показана на рис. 2.9.

.

Рис. 2.8. Пропускная способность электрооптического затвора (ЭОЗ): 1-соответствует параллельному расположению поляроидов; 2- перпендикулярному.

Рис. 2.9. Схема генератора затворных импульсов напряжения ЭОЗ Керра.

При размерах электродов 4 см и межэлектродном расстоянии 0,4 см полное открытие ячейки происходило при напряжении 9 кВ, а расчетное напряжение равно 9,4 кВ. С учетом коэффициента пропускания от напряженности (при фронтах импульса 5 нс) время экспозиции в наших экспериментах составляло 40 нс. Временное же разрешение, определяемое точностью синх-ронизации заднего фронта импульса по отношению к току разряда, было не хуже 5 нс.

Существенным недостатком ЭОЗ является его низкий коэффициент пропускания 6-7% для двойного затвора. Следует отметить также, что нитробензол не пропускает излучение с длиной волны менее 400 нм, тогда как наиболее интенсивное излучение в аргоне приходится именно на эту область. В области же 700 нм ЭОЗ становится неэффективным. Оптические картины снимались на высокочувствительную (1000-3000 ед. ГОСТа 0,85) аэрофотопленку "изопанхром" типа 24 или 29.

Для выделения яркостных особенностей разряда использовали нейтральные светофильтры (НСФ). Открытие ЭОЗ синхронизировалось с помощью генератора задержанных импульсов ГЗИ-1.

Знание геометрических размеров разряда с электро-техническими параметрами позволяет определять следующие параметры: плотность тока, удельный энерговклад, концентрацию заряженных частиц, пространственно- временную картину развития разряда.

Начальные стадии пробоя исследовались с применением фотоэлектронного регистратора ФЭР 2-1, в котором используется ЭОП типа УМИ-92 с кислородно-сурмяно-цезиевым фотокатодом. Наивысшая пространственная разрешающая способность трубки УМИ-92 - 15 штрихов на 1 мм, временное разрешение в непрерывном режиме развертки около3·10^-11 с. Прибор ФЭР 2-1 обеспечивает широкий диапазон временных разверток от 10 до 3000 нс.

Для съемок в покадровом режиме отключалось напряжение развертки. Синхронизация открытия затвора и тока разряда контролировалась при помощи двух лучевого осциллографа OK-21.

По фотографиям тела свечения исследовались геометрические характеристики разряда. Таким путем регистрировалась интегральная картина свечения разряда с достаточно высоким пространственным разрешением.

Интенсивные по яркости этапы разрядного процесса помощью высокоскоростного фотохронографа ВФУ-1 разворачивались во времени.

2.5 Спектральная диагностика плазмы газового разряда

Такие параметры плазмы, как температура и плотность заряженных частиц были определены по спектрам излучения разряда с временным разрешением. Была сформулирована методика записи спектра излучения разряда с временным разрешением для определенных 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 с помощью фотоэлектронных умножителей типа ФЭУ-29, ФЭУ-79.

Оптическая схема и схема, поясняющая принцип синхронизации записи спектра с электрическими параметрами разряда показаны на рис. 2.11.

Изображение излучающего столба разряда с помощью кварцевой линзы 2 ( 64 см, 5,2 см) проецировалось 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 128 см. Излучение из разрядной камеры выводилось через кварцевые окна.

Рис. 2.10. Схема механической развертки и записи спектров.

Скорость сканирования луча в плоскости входной щели спектрографа определяется скоростью вращения зеркала и расстоянием от зеркала до щели 90 см

(2.10)

где - число оборотов зеркала в одну секунду. Максимальное число оборотов зеркала прибора ВФУ-Iсоставляет 1250 об./с.

Следовательно, максимальная скорость сканирования 1,4·10⁷ мм/с. Учитывая увеличение спектрографа, равное 1,2 максимальная скорость записи спектра будет равна 6•10^-8 мм/с. Отсюда видно, что данная методика при размере изображения в 1мм 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 (рис. 2.10) запускался в момент, когда зеркало примет необходимое положение. Высота щели спектрографа ИСП-30 составляет 1,5 см и при скорости вращения зеркала 22500 об/мин спектр записывается в течение 3 мкс. На расстоянии 1 см 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.

На рис. 2.10 представлен двойной призменный монохроматор ДМР-4 или спектрограф СТЭ-1,который регистрировал интенсивность каждой линии спектра.

Рабочий размер щели спектрографа составлял 0,09 мм при нормальной входной щели

Щель монохроматора перпендикулярна изображению излучающего столба. Самопоглощение линий в плазме разряда контролировалось совмещением каждой точки излучающего объема с его изображением с помощью сферического зеркала.

При записи штарковского контура линий ионизированного гелия использовалась оптическая схема, показанная на рис. 2.11, включающая в себя светосильный спектрограф СТЭ-1.

Рис. 2.11. Блок-схема экспериментальной установки для записи контура спектральной линии.

Выводы

Собрана экспериментальная установка для исследования электрического разряда в газах атмосферного давления и выше.

Разработаны методики регистрации электрических характеристик разряда и исследования пространственно-временного развития свечения.

Собрана экспериментальная установка для получения импульсных магнитных полей напряженностью до 500 кЭ и с периодом 600 мкс.

Сконструирована разрядная камера для исследования разряда в продольном магнитном поле.

Разработана методика и собрана установка для регистрации спектров с временным разрешением ~10 нс.



ГЛАВА III.ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА ВО ВНЕШНЕМ ПРОДОЛЬНОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ

В данной главе рассматриваются вопросы, связанные с исследованием электрических характеристик разряда. Исследуются зависимости напряжения на промежутке и тока разряда от времени. По известной геометрии тела свечения и дрейфовой скорости электронов определяются концентрации заряженных частиц на различных стадиях пробоя. Определена температура электронов плазмы по проводимости. Рассматривается влияние продольного магнитного поля на плотность тока и проводимость плазмы.

Особое внимание уделяется энерговкладу в разряд. Получены зависимости удельного энерговклада со временем.

3.1. Вольт-амперные характеристики газового разряда

На полученных экспериментально осциллограммах тока и напряжения можно выделить определенные стадии искрового пробоя газов, несмотря на то, что общий вид кривых тока и напряжения сильно зависит от параметров внешней цепи.

Как было отмечено в главе II, при исследовании предпробойных стадий последовательно промежутку включалось сопротивление равное (- характеристическое сопротивление разрядной цепи , - межэлектродная емкость). При согласованном режиме питания промежутка осциллограммы пробойного импульса имеют вид рис. 3.1.

Рис. 3.1. Осциллограммы пробоя аргона при давлении p= 760 Торр, d=0,1 см, E/p= 13,1В/см Торр, W=10%.Частота меток f=10 мГц: а) H=0, ф=270нс; б) H=120кЭ, ф=220нс.

На рис. 3.1 приведены типичные осциллограммы пробоя аргона в магнитном поле при Н= 120 кЭ и при Н=0. Пробой производился при W= 10% и мощном облучении разрядного промежутка.

Время формирования пробоя в условиях предварительной УФ подсветки - это временной интервал от момента, когда напряжение на промежутке достигает статического пробойного и до начала резкого спада напряжения, который сводит к нулю время статистического запаздывания. На протяжении этого временного интервала напряжение на промежутке остается неизменным, а ток разряда имеет малое значение.

На рис. 3.2 приведены типичные осциллограммы пробоя аргона при Н=0, 80 и 270 кЭ. Пробой производился при перенапряжении W= 30% и расстояние между электродами d= 0,1 см.

Рис. 3.2. Осциллограммы пробоя аргона при давлении p= 760 Торр, d=0,1 см, E/p= 16 В/см Торр, W=30%.Частота меток f=5мГц: а) H=0, ф_д=450 нс; б) H=80 кЭ, ф_д=470 нс; в) H=270 кЭ, ф_д=510 нс.

Исследование развития тока в предпробойной стадии позволяет отследить развитие ионизации в промежутке, а известная геометрия разряда оценить: плотность заряженных частиц, удельный энерговклад. Достаточно высокое разрешение по времени обеспечивают методы регистрации предпробойных токов, при помощи шунтов должны быть малоиндуктивными, а измерительная аппаратура имела высокую чувствительность. Предпробойные токи измерялись малоиндуктивным омическим шунтом совместно с осциллографом С1-75, полоса пропускания которого по частотам его усилителя составляла 250 МГц.

Данная методика позволяла регистрировать токи, величиной от 10^-3 А с разрешением по времени 5 нс. Синхронизация импульса тока с импульсом напряжения осуществлялась по сбросу тока зарядки межэлектродной емкости, соответствующего фронту импульса напряжения.

Типичные осциллограммы тока и напряжения представлены на рис. 3.3 и 3.4.

Рис. 3.3. Осциллограммы хода кривых тока и напряжения для параметров разрядной цепи равных: а) L=2,26•10^-7 Гн; б) L=1,08•10^-6 Гн.

Рис. 3.4. Осциллограммы кривых тока и напряжения при импульсном пробое Ar для p=2280 Торр,W=50%,E=23 кВ/см (а), и p=2280 Торр,W=10%,E=23 кВ/см (б).

Для двух значений пробойного напряжения без предварительной УФ подсветки промежутка осциллограмма предпробойных токов показана на рис. 3.5. Верхний луч характеризует 7,4 кВ7,6 кВ (таунсендовский механизм), нижний - 9 кВ (стримерный механизм).

...