Диссертация (Природа распространения фронта ионизации на начальных стадиях искрового разряда в инертных газах высокого давления при наличии сильного магнитного поля), страница 7

Изломна графиках скорости лавины соответствует началу распространениястримеров.На рис. 1.2 показано схематическое развитие стримерного разряда вазоте E/р=23,5 В/см Торр, d=2 см, tкр=180 нс, хкр= 1,53 см, а на рис. 1.3 даносхематическое изображение временных разверток этого же разряда.37В таблице 1.1 представлены значения скоростейI,II,III,соответствующих рисункам 1.2, 1.3. На рис. 1.4 показана зависимость хкр отфункции Е/р [24].Таблица 1.1. скорости распространения фронтов ионизации в зависимостиот давления и энергииH2Е/р,р, ТоррВ/см·Торр300200∙ 107 см/сI↑I↓II↑II↓III↑III↓28,83,12,9----29,94,03,38,16,4--30,5----425631,62,62,25,64,1464133,84,83,110,48,87056Рис. 1.2.

Схематическое развитие стримерного разряда в водороде N2, p=460Торр, E/p=23,5 В/см·Торр, d=2 см, tкр=180 нс, хкр=1,53 см [35].38Рис.1.3. Схема временных разверток разряда при стримерном пробое [35].Рис.1.4. Зависимость хкр от функции Е/р [24].Для стримерных стадий разряда характерны токи от несколькихдесятков миллиампер до сотен ампер [38,39]. Этим значениям токовсоответствовала электронная концентрация от 1012 см-3до 1019 см-3.Критический анализ классической стримерной теории был проведен Э.Лозанским и О.

Фирсовым. Рассмотрим основные положения этого анализа[1].Стримерная теория предполагает выполнение двух условий. Первоеусловие, известное под названием критерия Мика, учитывает рольобразующегося при развитии лавины объемного заряда. Стример возникает,39когда поле объемного заряда Е1 сравнивается с внешним электрическимполем Е0:E1  K E0 ,(1.1)0,1  К  1, в зависимости от давления, сорта газа, длины разрядногопромежутка.

Для возникновения лавинно-стримерного перехода выполнениеодного критерия недостаточно. Согласно стримерной теории, возбужденныеатомы или молекулы могут излучать за время  10-8 с. В результате возможнаионизация газа, что приводит к появлению вторичных электронов. Л. Леб,связывая фотоионизацию с плотностью ионов в головке лавины, из анализаэкспериментальныхданныхпредположил,чтодлявозникновениястримерной стадии пробоя газа необходимо, чтобы плотность ионов в лавинебыла не ниже критической:niкp  т exp  т d  7  1011 см -3 .2 rл(1.2)При этом за ni кр берется значение, при котором происходит лавинностримерный переход для p0 d = 200 Торр·см в воздухе, т.е. происходитобразование стримера.

Здесь rл  радиус лавины.Недостаткомклассическойтеорииявляетсянеобходимостьдлявозникновения лавинно-стримерного перехода одновременного выполнениядвух условий, Мика и Леба, практически независимо от сорта газа и егодавления. При этом в критерии Мика при выборе коэффициента К имеетсянеопределенность, а критерий Леба лишен должного теоретическогообоснования (как отмечает Л. Леб, критерий выведен из умозрительныхпредпосылок для случая пробоя воздуха при p0 d = 200 Торр·см).В работе [1] проанализирована роль пространственного заряда в лавинев трехмерном случае с учетом электростатического изображения на аноде.Рассчитанное поле пространственного заряда лавины, достигшей анода,оказалосьнезначительным.Усилениевнешнегополя,полем40пространственногозаряданамногоменьше,чемпредсказываетсяклассической теорией, что составляет всего несколько процентов отприложенного поля, т.е.

К < 0,1.Второе серьезное возражение относится к ионизирующему излучениюиз головки лавины. В классической теории необоснованно принятосуществование сильноионизирующего излучения из лавины в качествевторичногомеханизмаустановлениясамостоятельногоразряда.Вэксперименте же оно оказывается значительно более слабым. Анализируяскорости процессов, ведущих к образованию ионизирующего излучения,проведенных в [1], можно придти к выводу, что процессы, рассматриваемыеклассической теорией не могут играть роль вторичного механизма пристримерном пробое газов. Основные причины:во-первых, их скорости очень малы и не могут обеспечить образованиядостаточного количества ионизирующих фотонов за короткое время пробоя 10-7 с, так как эти процессы квадратичны по ne  малой концентрацииэлектронов;во-вторых, коэффициент поглощения ионизирующего излучения вклассической теории имеет значение, гораздо большее  , что делает такиефотоны неэффективными для зарождения вторичных электронов.

Онипоглощаются на очень малых расстояниях от головки лавины и не могутобеспечить наблюдаемую скорость распространения стримера.Механизмом фотоионизации газа при развитии пробоя газов, по ихмнению [1], может быть ассоциативная ионизация, которая сопровождаетсяизлучением возбужденными атомами резонансных фотонов. Коэффициентпоглощения таких фотонов велик ~ 106 см-1, Это позволяет небольшой частииспущенных фотонов на крыльях спектральной линии пролетать расстояния,сравнимые с расстоянием, пройденным за это время лавиной.

При этомобразовавшийся электрон может дать начало новой электронной лавине,которая, в свою очередь, будет снова испускать фотоны и т.д. Разрядпереходит в самостоятельный режим.41Предложенная идея на первой взгляд обосновывает фотоионизационныймеханизм распространения стримера. Однако это не совсем так, поскольку вчистом газе никакое рекомбинационное излучение не может привести кионизации атомов и играть роль вторичного механизма развития пробоя.Трудность удалось преодолеть в 80-е годы прошлого столетия, с появлениемплазменной модели стримера [40].За критерий перехода лавины в стример приняли условие малостидебаевского радиуса плазмы в лавине по сравнению с размерами лавины.Переход лавины в стример в газе в однородном электрическом поле с учетомдебаевской экранировки, по их мнению, автоматически приводит квыполнению критерия Мика и Леба. Однако это утверждение ими строго необосновывалось.Работы по спектроскопическим исследованиям начальных стадийпробоя газов [2,37,41-43], в которых переход лавины в стример связан собразованием плазмы, когда радиус Дебая равен поперечным размерамлавиныторможениестримеранаступаетсэкранировкойвнешнегоэлектрического поля в развивающейся плазме.

Обнаруженная пульсирующаяпо яркости структура распространения стримеров объясняется проявлениемплазменных свойств стримера [4,37,42,43].Вработах[1,4,28,37,42-44]лавинно-стримерныепереходыобсуждаются с точки зрения лавинно-плазменных переходов с проявлениемплазменныхсвойствстримеров.Стримеры,представляютсобойслабосветящиеся образования, процессы в которых сосредоточены на егоголовке.

Процесс наблюдается на фоне слабоионизованного нейтральногоплазменного канала, вдоль которого движутся электроны в сторонуположительного электрода. В стримерном канале можно выделить двеобласти: «активная» - пространство вокруг головки стримера, где происходитионизация, и «пассивная», лежащая между головкой стримера и электродом,кторая имеет меньшую проводимость.42В работе [45] показано, что начиная с полного числа носителей Nе>106лавина трансформируется вначале в анодный, а затем в катодный стример.При этом скорость фронта ионизации в 2,5 - 3 раза превышает дрейфовуюскорость, и лавина приобретает свойства плазменного шнура.В [46] сделан расчет плотности заряженных частиц, проводимости инапряженности электрического поля на концах и внутри стримера, покоторым стример является хорошо проводящим плазменным образованием.Оптическиекартиныплазменногостримера,показывающиеегопульсации по яркости в процессе развития приведены в работе [35].

Этирезультаты хорошо согласуются с расчетами, приведенными в работе [47],ясно показывающими наличие сжатия стримера.Излучение различных стадий развитияискры в азоте лавина,предпробойный плазменный стример, искровой канал исследовано в работе[37] (р=300 Торр, поле однородное, d=2см, перенапряжение ~ 20%, Е/р=50В/см Торр).Условия подбирались так, что при х=0 с катода стартует лавина.

Нарасстоянии x=14 мм, через время t~90 нс, плотность электронов в лавинедостигает, ne~1011 см-3. При это возникают в разрядном промежутке катодо и анодонаправленные стримеры. Излучение на этой стадии (от 90 до 170 нс)состоит из линий второй положительной группы молекул азота N2. Такой типизлучения наблюдается до начала разогрева плазмы в предпробойном каналев течение интервала времени от нескольких десятков до сотен нс.Свет, испускаемый на этой стадии (см. рис. 1.5) состоит из линий атомови ионов азота и рекомбинационного континуума. Как видно из схемы (рис.1.6) переход в плазменный канал осуществляется при токах ~ 10 А.

Награнице плазменного канала были зарегистрированы электронные плотностипорядка 1018 см-3. Наличие ЛТР в плазменном канале определялось посовпадениютемператур,приоценкекоторыхиспользовалсяотносительных интенсивностей для различных пар линий.метод43На рис. 1.6 [37] показано схематически распространение ионизации,полученное по экспериментальным данным, соответствуещее начальнымстадиям искрового разряда в N2. В работе [24] для начальных стадий разрядав водороде, наблюдается переход лавины в плазменное состояние приэлектронных концентрациях и температурах nе, Те>1011 см-3 и 2-5 эВ (чтосоответствует миллиамперным током). Далее, наблюдается распространениепослабоионизованномугазуфронтовтермическойионизацииприконцентрации электронов ~ 1014-1016 см-3 (амперные токи).Рис. 1.5.

Схематическое изображение спектров свечения на различных стадияхстримерного пробоя при расстояниях от катода 6 мм, 12 мм, 15 мм. Пунктир-разверткаво времени анодного (1) и катодного (2) стримеров и распространяющегосявысокопроводящего канала (3) [37].44Рис. 1.6. Схематическое изображение развития лавины и плазменного стримерапри искровом разряде в азоте [37].В работе [48] проведено комплексное исследование пространственновременного изменения плотности электронов на начальных этапах развитияпробоя в азоте для перенапряженных однородных газовых промежутков.Зарегистрированные большие плотности электронов на фронте первичнойлавиныдоискаженияпространственнымзарядомвнешнегополя,обусловлено значительной фотоионизацией газа.Пространственно-временные характеристики стримерного разряда вкоротких разрядных промежутках при атмосферном давлении являютсяпредметом исследования во многих экспериментальных работах [49,50], таккак позволяют изучить особенности формирования и развития разряда наразличных стадиях.