Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:
фои.doc
Скачиваний:
8
Добавлен:
15.09.2019
Размер:
767.49 Кб
Скачать

Глава 2. Электрические параметры сильноточной стадии конденсированного импульсного разряда в газе

2-1. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛЬНОТОЧНОЙ СТАДИИ

Рассматривая в первой главе различные виды пере­хода от несамостоятельного к самостоятельному разря­ду, называемого пробоем, мы во всех случаях только намечали основной физический механизм, ведущий к бурному возрастанию тока в газовом 'промежутке. В настоящей главе мы должны проследить процесс это­го возрастания на всем протяжении, вплоть до его прекращения, а также процесс последующего спада тока.

При анализе начальной стадии разряда мы за ред­кими и не очень существенными исключениями имели дело с одномерным распределением всех физических величин и отсутствием пространственного перемещения атомов и ионов (в рассматривавшихся механизмах пе­ремещались главным образом только электроны и фо­тоны). Процесс обычно не зависел от параметров пи­тающего разряд контура (за исключением напряжения питания), а явления в приэлектродных областях носили тот же характер, что и при стационарном несамостоя­тельном разряде, представляя собой сочетания отдель­ных, поддающихся обособленному изучению элементар­ных процессов.

Благодаря этим обстоятельствам в теории возникно­вения разряда принципиально возможно провести с ра­зумными упрощениями совокупный математический рас­чет изменения во времени всех физических параметров. Примером такого наиболее полного осуществленного расчета являются упомянутые в 'первой главе послед­ние работы Дэвидсона.

В ходе дальнейшего развития искрового разряда явления значительно усложняются и начинают описы­ваться множеством меняющихся во времени и взаимно связанных интегро-дифференциальным образом пара­метров, как-то: радиальное распределение физических величин в канале разряда (температура, плотность газа, степень его ионизации т.д.), расход энергии в окружающее пространство (излучение, газодинамиче­ские процессы) плотность и сила тока к продольный электрический градиент (зависящий, помимо перемен­ных величин, он начального напряжения питания, емко­сти питающего конденсатора, индуктивности и сопро­тивления разрядного контура), приэлектродные падения напряжения (определяемые, помимо параметров газоразрядного канала, так же эмиссионными н термодина­мическими характеристиками электродов в условиям больших местные полей н нагрева) и т. д.

Как известно, даже в случае стационарной дуги со­вокупный приближенный математический расчет всех характеризующих ее величин возможен не в общем виде, а только для отдельные частных случаев разряда (работы о разряде в длинных цилиндрических трубках Эленбааса—Хеллера н Шмитца,а так же работы Ширмера и Фридриха и др.Тем более за­труднительным представляется в настоящее время совокупное математическое рассмотрение в общем виде всех физических величын для сильноточной стадии импульсного (искрового) разряда характеризуемого значительно большим числом более сложно связанных между собой параметров.

В связи с этим изучение сильноточной стадии пошло в первую очередь по пути экспериментально-феномено-логичегкого обследованич временного хода отдельных физических величин. Важнейшими объектами такого обследования явились.

а) Электрические параметры разряда—напряжение на газовом промежутке, сила и плотность тока в раз­ряда сопротивление (или проводимость) разрядного канала

б} Расширение канала разряда и сопутствующие ему газодинамические процессы.

в) Характеристики излучения разряда—сила света, яркость, спектральный состав

г) Процессы около электродов.

В настоящее время в литературе наметилось два пути подхода к вопросу об определении электрически параметров импульсного разряда. Первый путь заключается главным образом в ма­тематическом анализе изменения электрических вели­чин в цепях, содержащие искровой промежуток при более или менее условно принятом законе изменения со­противления канала искрового разряда со временем. Второй путь состоит в непосредственном физическом исследовании процессов, определяющих электрическую проводимость газового промежутка.

Нарастание плот­ности тока в ходе пробоя осуществляется за счет целого ряда вступающих в действие последовательно друг за другом все более быстрых лавинных процессов: удар­ной ионизации электронами ( -ионизация), взаимодей­ствия - и -ионизаций (вторичные процессы у катода), воздействия на - и -ионизацию плоского объемного заряда, взаимодействия между -ионизацей, фотоноионизацией в объеме газа и сосредоточенным объемным зарядом головки стримера н др. В образующемся позади головки (или между головками в случае одновременно­го развития стримера к аноду и катоду) шнуре ионизо­ванного газа - канале плазмы— устанавливается про­дольный электрический градиент, равный отношению разности потенциалов на промежутке (за вычетом паде­ний напряжения между головками и соответствующими электродами; после прорастания канала на всю длину газового промежутка эти падения становятся приэлектроднымн падениями напряжения) к длине канала (при периоде от диффузной к контрагированной структуре разряда в некоторых случаях наблюдается развитие бо­лее одного канала; это, очевидно, является следствием одновременного возникновений в нескольких областях диффузного разряда условий, статистически благоприятных для зарождения стримеров: наличие каналов-«близнецов» может несколько исказить газоди­намическую картину расширения шнура разряда, однако существенного отличия в этом случае физических процессов, а также электрических и световых характеристик разряда ожидать не приходится). Если источник разряда обладает достаточной мощностью (малыми сопротивлением и индуктивностью разрядного контура и большой емкостью питающего конденсатора разность потенциалов на промежутке, даже большой силе разрядного тока, могла намного превышать сумму приэлектродных падений напряжений, то в канале под действием значительного продольного электрического градиента осуществляется еще один интенсивный лавинный процесс, присущий самым высоким ионизации и плотности тока. В этой стадии благодаря значительной степени возбуждения и ионизации газа в канале и большому влиянию друг на одновременно многих частиц уже нельзя рассматривать различные элементарные процессы взаимодействия атомов, ионов, электронов и фотонов в отдельности. Поэтому здесь имеет смысл говорить об общей результативной термической ионизации газа (или ее каком-то аналоге в случае неполного термического равновесия. Лавинный процесс, происходящий в канале под действием продольного электрического градиента, заключается во взаимодействии термической ионизации растущей вследствие его нагрева под действием рассеиваемой в канале энергии) и развиваемой разрядом электрической мощности (увеличивающейся вследствие роста плотности тока при возрастании степени ионизации).

нагдядное представление об этом лавинном процессе можно получить, рассматривая математические выражения для плотности тока I (произведение которой электрический градиент равно мощности, рассеиваемой в единице объема), степени термической ионизации электрического градиента Е:

(1) (2)

(3)

Здесь п—число атомов газа (нейтральных ионизованных) в 1 см3; е и т—заряд и масса электрона; к—постоянная Больцмана; Т—температура которую мы принимаем приближенно равной тем туре электронов; длина свободного пробега тронов; —начальное давление газа; потенциал ионизации; lрасстояние между электродами; начальное напряжение на питающем конденсаторе: С — его емкость, сумма приэлектродных падений в разряде; I—ток в нем; L и Rб—внешние индуктивность и сопротивление разрядного контура, tвремя

Выражение (2) показывает, как быстро растет степень ионизации с температурой (при не слишком больших значениях Т, при которых 5850 / Т>>1 и х<<1). А из выражения (1) видно, что при малой степени ионизации не зависит от ,определяющая температуру электрическая мощность,

В случае постоянства Е (при малой величине членов в правой части уравнения (3), вычитаемых из ) увеличивается порционально степени ионизации.

Такой самовозбуждающийся или лавинный процесс приводит к увеличению плотности тока на много порядков и может остановиться или замедлиться, вообще говоря, только по следующим причинам (или их совокупности):

1) Прекращение роста рассеиваемой в разряде электрической мощности из-за того, что дальнейшее увеличение приводит к такому падению Е, при котором становится невозможным рост. При этом падение Е может быть связано:

а) с характеристиками внешней разрядной цепи (ее сопротивлением, индуктивностью или малой емкостью питающего конденсатора);

б) с ростом при больших I приэлектродных падений напряжения U

2) Резкое замедление роста плотности тока из-за такого увеличения степени ионизации х и суммарного поперечного сечения ионов, при котором электроны начинают рассеиваться в основном ионами, а не атомами становится обратно пропорциональной х.

3) Прекращение роста температуры из-за наступления равенства между мощностью, рассеиваемой в разряде электрическим током и мощностью, теряемой окружающем пространстве (более быстро растущей температурой мощностью излучения и мощностью, закачиваемой на гидродинамическое расширение канала)

Экспериментальные данные о ходе во времени электрических характеристик (напряжения и на газовом промежутке и тока в разряде, а также различных реакций этих величин— мощности, крутизны тока и т. д.) в различных условиях могут позволить дополнить приведенную теоретическую схему процесса, которую нельзя пока завершить чисто теоретическим путем из-за невозможности расчета ионизации до установления термического равновесия, а также потерь энергии канала в окружающее пространство. Такие дополнения включают в себя:

а) определение характера и продолжительности возрастания I и и снижения в течение самой нестационарной фазы описанного выше „лавинного" процесса;

б) выявление фактических причин приостановки это­го лавинного процесса и характера разряда после при­остановки.

Выполнение последней задачи путем осциллографирования электрических характеристик, вообще говоря, должно затрудняться тем, что даже после приостановки по одной из названных причин роста плотности тока и перехода разряда в «квазистационарное состояние» ток должен продолжать быстро увеличиваться из-за расширения канала.

Рис. 2-1. Ожидаемый ход напряжения на импульс­ном разряде, питаемом от разрядного контура с большим активным сопротивлением (график 1) и достаточно малыми* сопротивлением и индук­тивностью и большой емкостью (график 2 — не­ограниченный канал; график 3—канал с ограни­ченным диаметром), а также на разряде с искус­ственно увеличенным расстоянием между элек­тродами (график 4).

Например, в случае пробоя воздуха при атмосферном давлении, первоначальный канал разряда имеет диаметр, равный диаметру стримера (около 0,1 мм). Если лавинообразный процесс роста плотности тока / в канале до установления квазистационарного состояния продолжается согласно грубым оценкам 50 нсек и расширение канала идет со скоростью ударных волн (около 105 см/сек, что соответствует скорости увеличения диаметра =2-105 см/сек), то за последующие 50 нсек, после прекращения роста j диаметр d канала увеличивается ~0,1 мм, т. е. ток и при постоянстве j продолжает возрастать со скоростью того же порядка, что и в течение лавинного процесса роста j.

2-2. ТЕОРИЯ РАСШИРЕНИЯ РАЗРЯДА

Для двух видов импульсного разряда — ограниченно­го и не ограниченного стенками - расширение канала играет не одинаковую роль и в целом протекает по-раз­ному. Однако начало расширения различается для них лишь количественно и может рассматриваться одновре­менно. Теория расширения канала разряда, основанная на представлениях о газодинамическом взрыве, выработан­ных Зельдовичем, Седовым и Райзером, была развита в работах Драбкиной, Брагинского и др. Чисто газокинетическая теория Драбки­ной основана на упрощенном предположении, что рас­ширение канала происходит под действием быстро выде­ляющейся значительной порции энергии в тонком (диа­метром около 0,1 мм) канале. Параметры разрядного конту­ра и некоторые параметры газоразрядной плазмы (на­пример, ее удельная проводимость и излучение) в тео­рии не учитываются. При этом предполагается, что гра­ницы нагретого газового столба (под термином «канал» подразумевается вся область возмущенного газа, а под термином «столб» разряда собственно проводящая об­ласть сильно ионизированного газа, нагретого до высо­кой температуры), в котором устанавливается термоди­намическое равновесие, действуют на окружающий газ подобно цилиндрическому «поршню» и перемещаются со сверхзвуковой скоростью, вызывая формирование впере­ди поршня ударной волны. Диффузией электронов и ионов, а также теплопроводностью и конвекцией, как не могущими объяснить сверхзвуковых скоростей расшире­ния канала, которые требуют скачка давления порядка десятка атмосфер, теория пренебрегает.

Эта простейшая теория намечает правильную качест­венную и количественную картину расширения канала. Однако другие параметры, определяющие излучение раз­ряда, ею не охватываются. Допущенными в теории упрощениями, в частности, не учтены следующие обстоя­тельства:

а) Возможное искажение распределений температу­ры и плотности газа внутри столба из-за неоднороднойпроводимости различных слоев высокоионизированного газа.

б) Аналогичное влияние поверхностного эффекта и магнитного давления показывается, что в области параметров, присущих разрядам в импульсных лампах, это влияние невелико, хотя при значительно меньших начальных плотностях газа и весьма высоких напряженностях электрического поля, энергиях и длинах разряда с существенно большими радиусами столба по­верхностный эффект и магнитное давление должны играть существенную роль; это действительно обнару­живается в длинных разрядах типа молнии, а также в импульсных разрядах, используемых в сугубо лабора­торных установках для получения сверхвысоких темпе­ратур или сверхмощных световых импульсов; особенно выраженная нестабильность столба при коротких разрядах в водороде, возможно, так­же объясняется существенной ролью магнитных сил).

в) Существование помимо газодинамического расши­рения других видов переноса энергии (формальный учет выводимой излучением мощности путем приравнивания столба к черному телу равных размеров мало продуктивен). Нетрудно, видеть, что не учтенные теори­ей виды переноса энергии должны способствовать сни­жению предсказываемых ею высоких градиентов тем­пературы Т и плотности газа внутри плазменного столба .

С целью восполнения названных пробелов теории за счет усложнения принципа автомо-дельности была приближенно учтена проводимость раз­рядного столба и введена поправка на излучение в предположении о водородоподобных атомах.

Получен­ные зависимости радиуса канала, а также температуры от 0 и разрядного тока при оптически прозрачной плазме и допущении однородности распределения в канале пара­метров Т,  и р (давления) согласуются с экспериментом примерно так же, как результаты расчета на основе газокинетической теории. Рассматривалась возможность расширения канала только за счет радиальной диффузии электронов и излучения, что при сравнительно низких температу­рах (малые напряжения питания или большая индуктивность L) перенос тепла может происходить за счет теп­лопроводности, а при высоких - за счет излучения. В настоящее время с учетом работ перенос энергии в горячей части канала в зависи­мости от условий разряда приписывается трем механиз­мам: электронной и лучистой теплопроводностям (коэф­фициенты теплопроводности зависят от Т) и так называемому «лучистому переносу» в оптически тонкой плазме. В последнем случае в отличие от двух первых механизмов температура газа может существенно меняться на расстоянии средней длины свободного пробега квантов излучения..

Особое место занимают работы, касающиеся теории расширения сверхмощных разрядов в воздухе, иниции­рованных электрическим взрывом тонких проволочек, в которых столб разряда оптически непрозрачен. В этих работах учитывались все виды переноса энергии за счет еще большего усложнения принципа автомодельности. Рассмотренная модель от­носится к разрядам, занимающим по условиям переноса энергии промежуточное место между оптически прозрач­ной электрической искрой, в которой расширение может быть объяснено преимущественно в рамках газодинами­ки, и случаем быстрого нагрева толстого воздушного слоя до высоких температур (около 300 000 К), при ко­тором вынос тепловой энергии к периферийным слоям происходит со значительно большей скоростью, чем обусловленная газодинамикой скорость движения час­тиц газа. При сравнительно низкой температуре (десят­ки тысяч Кельвинов) и значительной толщине нагрето­го воздушного столба существенную роль играет погло­щение излучения в периферийных слоях, и имеют место оба механизма расширения границы плазменного столба. Такой промежуточный случай получил название «теп­ловой волны второго рода».

Наконец, еще одна модель расширения разрядного канала, основывается на том, что граница высокоионизированного столба при элект­рическом разряде расширяется подобно фронту детона­ции и дефлаграции горючих газов. Предпола­гается, что движение границы (или «тепловой волны») происходит как бы двумя этапами: нагрев окружающе­го столб газа за счет перечисленных механизмов пере­носа до температуры (10 - 15)*103 К (при которой насту­пает скачкообразное нарастание проводимости  до зна­чения, сравнимого с  внутри столба) и затем дальней­ший прогрев этого слоя током до температуры, равной температуре столба. Полученные аналитические выра­жения экспериментально подтверждаются для длинных (десятки сантиметров) разрядов в воздухе при относи­тельно небольших энергиях.

Все теории, уточненные по сравнению с газокинетиче­ской, можно достаточно хорошо проверить эксперимен­тально на воздушных разрядах. Для инертных газов(и их смесей с молекулярными) такое сравнение затруд­нено незнанием ряда физических констант. Таким обра­зом, для разрядов, наиболее широко используемых в импульсных лампах, теория ждет еще своего уточнения.

Ввиду отсутствия достаточно полного теоретического механизма, применимого к разрядам в импульсных лампах, картину расширения таких разрядов целесооб­разно интерпретировать в рамках удовлетворительно согласующейся с экспериментом газодинамической тео­рии.