- •Импульсный разряд как источник света
- •Томск - 2005 Содержание
- •Глава 1. Возникновение разряда — электрический пробои газа
- •Глава 2. Электрические параметры сильноточной стадии конденсированного импульсного разряда в газе
- •Глава 3. Характеристики излучения импульсного разряда………...…18
- •Глава 4. Газоразрядные импульсные источники света…………………22
- •Заключение…..………………………………………………………………………….27
- •Список используемой литературы………………..………………………..28
- •Введение
- •Глава 1. Возникновение разряда— электрический пробои газа
- •Глава 2. Электрические параметры сильноточной стадии конденсированного импульсного разряда в газе
- •Глава 3. Характеристики излучения импульсного разряда
- •Глава 4. Газоразрядные импульсные источники света
- •Заключение
- •Список используемой литературы
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; l—расстояние 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, t—время
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.