Диссертация (Природа распространения фронта ионизации на начальных стадиях искрового разряда в инертных газах высокого давления при наличии сильного магнитного поля), страница 9

Показано, что стример имеет квазицилиндрическийканал, в котором напряжѐнность поля существенно понижена, и головку, поформе близкую к эллиптической и окаймлѐнную тонким слоем объѐмногозаряда медленных положительных ионов, обеспечивающую высокую50напряжѐнность поля перед ней. Локальная напряжѐнность поля передголовкой превышает среднюю напряжѐнность поля в канале на два порядка.Настадиисформировавшегосястримераионизациягазаидѐтпреимущественно в тонком полусферическом слое непосредственно передголовкой, а в канале преобладает прилипание электронов. Ионизацияобеспечивает постоянное удлинение проводящего стримерного канала иперемещение окаймляющего головку слоя объѐмного заряда на внешнююграницу текущего состояния проводящей головки, т.е.

в направлениираспространения стримера. Это, в свою очередь, приводит к перемещениюлокального максимума электрического поля и зоны интенсивной ионизациии обеспечивает движение так называемой волны ионизации.Рассчитаннаяскоростьпрорастаниястримераввоздухенасамостоятельном этапе развития составила около (1 – 1,6)×106 м/с, чтосогласуется с данными некоторых экспериментов ( 107 м/с) [62], несмотряна различия в длине стримера: в эксперименте измеряется средняя скоростьстримера на отрезке длиной как минимум несколько сантиметров, а впредставленной модели длина стримера достигает лишь миллиметра.Показано,чтодвижениеположительнойголовкистримеравнейтральной среде возможно только при наличии внешних либо собственныхисточников ионизации перед головкой стримера, например, подсветкиультрафиолетом или излучения из стримера соответственно.

Это излучениедолжно обеспечить достаточное количество затравочных электронов передголовкой стримера.Исследованотакжевлияниеуровнясобственнойивнешнейфотоионизации на характер распространения стримера. Показано, что уанода на начальных этапах развития движение положительного стримераобеспечивается электронами затравочной лавины, далее скорость развитиястримера зависит от уровня фоновой концентрации электронов передстримерной головкой, которую может обеспечить процесс фотоионизации.При этом важно прежде всего само наличие дополнительного источника.51Мощность фотоионизации в определѐнном диапазоне слабо влияет наосновные параметры стримера.Коэффициентпоглощенияионизующегоизлучениясущественнозамедляет стример, только когда характерная длина поглощения становитсяменьше по порядку, чем радиус головки.

Учѐт фотоионизации и ионизациявнешним источником дают качественно и количественно схожие картиныстримеров.Изрезультатовмоделированиявидно,чторадиусголовкисформировавшегося стримера на начальных этапах развития монотоннорастѐт. На масштабах порядка 1 мм и времени порядка 5 нс реакцияприлипания электронов и наличие отрицательных ионов практически невлияют на процесс распространения стримера.Довольно интересными являются исследования с использованиемметодов численного моделирования, представленные в работе [63], гдеисследуетсявозможностьиспользованияадаптивныхметодовдлямоделирования процессов, происходящих при электрических пробоях вгазах.

Численное моделирование выполнялось для разряда в гелии приатмосферном давлении между игольчатыми электродами. Физическая модельсопровождающих пробой процессов строилась на базе самосогласованнойсистемы уравнений непрерывности для потоков заряженных частиц(электроновиположительныхионов)иуравненияПуассонадляэлектрического потенциала. Резкая неоднородность плазмы в областистримеров потребовала использования при моделировании адаптивныхалгоритмов построения вычислительных сеток. Дано описание методаадаптивного построения сетки и обоснование его эффективности длярешения резко нестационарных задач пробоя газа при атмосферномдавлении.ЧисленноерасширенномвариантемоделированиесвободнопроцессовосуществлялосьраспространяемогопакетавGerris.Первоначально ориентированный на решение нелинейных задач динамикижидкостей пакет оказался пригодным для моделирования процессов в52нестационарной плазме, описание которых строится на базе уравненийнепрерывности.

Использование адаптивных сеток позволило получитьадекватную численную модель развития пробоя в системе игольчатыхэлектродов. Динамика пробоя проиллюстрирована контурными графикамираспределения концентраций электронов и напряженности электрическогополя, полученными в ходе решения. Показан и проанализирован механизмпробоясобразованиемположительногоианодонаправленногоотрицательного стримеров.

Показано соответствие между адаптивнымпостроением вычислительной сетки и образующимися в ходе решенияградиентами параметров плазмы. Результаты работы могут быть взяты заоснову при проведении полномасштабных численных экспериментов попробою газового промежутка.С практической точки зрения очень важными являются результатыприведѐнные в работе [64] в целях разработки мер защиты энергетическихобъектов от воздействия перенапряжений природного и техногенногохарактера.Вданнойработепроведенциклэкспериментальныхисследований диффузионной фазы высоковольтного наносекундного разрядаатмосферногодавлениявпромежуткахсрезконеоднороднымраспределением электрического поля.

Исследована структура свеченияразряда в геометрии штырь-плоскость при стержневом катоде пятиконфигураций и зазоре от 6 до 12 см. Установлено, что наблюдаютсяразличные формы диффузного свечения разряда, причем реализацияконкретногозависимостивидаразрядаимеетэлектрическихмежэлектродногозазорадлявероятностныйхарактеристикдвухтиповхарактер.разрядакатода,отИзученывеличиныобеспечивающихпреобладающее развитие объемной и многоканальной форм разряда.Показано, что основным фактором, определяющим вероятность реализацииформысвеченияразряда,являетсяраспределениенапряженностиэлектрического поля вблизи поверхности катода в фазе роста напряжения напромежутке в совокупности с динамикой разрядных процессов.53Исследования,проведенныевработах[3,4,42,43],позволилиобнаружить дискретность при распространении "плазменного стримера".

Какпоказано в работах [3,42], начиная с перенапряжений >150 % начальныекартины пробоя гелия существенно меняются (см. рис. 1.7б, в). В этом случаерегистрируется плазменный стример, который быстро гаснет и вновьпоявляется через ≥ 5 нс.Светящаяся область достигает больших размеров, чем при первомсвечении, затем гаснет и возникает вновь, удлиняясь и распространяясь сосредней скоростью108 см/с к электродам до перекрытия промежутка.Распространение отдельного «плазменного стримера» наблюдается соскоростью значительно превосходящей скорость 109 см/с.Таким образом, при импульсном пробое Не при перенапряжении >150 %вначале возникает диффузное свечение, затем в катодной области возникает,пульсирующий по яркости «плазменный стример», который скачкообразноудлиняяськобоимэлектродамприводиткобразованиюсильноионизованного плазменного канала.Результаты, характеризующие скачкообразное перекрытие «плазменнымстримером» разрядного промежутка в различных газах повышенногодавления при импульсном перенапряженном пробое представлены в таблице1.2 [3].10800110Скоростьпрорастания за одинскачок,м/сArСреднее удлинениеза скачокмм380Диаметр2rстр ,мм800Средняя скоростьперекрытияvстрпромежутка, м/с10Время междупоследовательнымистримерамиΔt,нсПеренаряжениеW,%НеГАЗДавление р, ТорДлина промежуткаL, ммТаблица 1.2.

Данные по пульсирующему свечению прираспространении стримеров в аргоне и гелии5-105 1070,61,21095-109 1070,41,510954Исследования оптических характеристик формирования плазменныхстримеров при пробое газов позволяют сделать следующии выводы;1) при перенапряжениях (для He, Ar соответственно < 150%, 100%) сначалом резкогоспада напряженияUвозникают непрерывныестримеры, перекрывающие промежуток со скоростями ≥107 см/с;2) приперенапряжениях>150%,100%возникают-стримерыпульсирующие по яркости и распространяющиеся со скоростью ≥ 10 8см/c;3) в исследованных газах при значительных перенапряжениях возникаетсветящийсяплазменныйстример,которыйраспространяетсясоскоростью на порядок большим, чем скорость дрейфа электронныхлавин при этих же условиях.

Затем наблюдается образование узкогоканала (диаметром ~ 0,1 мм), расширение которого приводит к горениюквазистационарнойдуги;концентрацияэлектроновнастадии«плазменного стримера» составляет ~ 1013 -1016 см-3, а температуранесколько эВ.В таблице 1.3 приведены результаты измерения основных параметровстримерного пробоя в He и Ar. Плазменные стримеры образуются приимпульсном пробое газов высокого давления. Температура и концентрацияэлектронов в стримерных каналах может составлять соответственнои1- 5 эВ1013 – 1016 см-3.

При переходе в «плазменный стример» скоростьраспространения резко возрастает, что связано с изменением механизмараспространения волны ионизации.55Рис. 1.7. Сопоставление оптических картин развития разряда с осциллограммойизменения напряжения на промежутке:а) когда W<150, 100 для Не, Ar (ЭОП);б) когда W>150, 100 соответственно для Не, Ar (ЭОП);в) привязка покадровых снимков оптических картин начальных стадий пробоя газов сизменением напряжения на разрядном промежутке (ячейкой Керра).Напряжениевнешнего поляЕ0 кВ/смЕ0/р, В/см ТорКонцентрацияэлектронов, ne1016см-380080011.314.31417.913Времяформированиепробоя tф нс.Давление р, Тор1010Ток объѐмногоразряда, Iстр,АДлинагазоразрядногопромежутка d(мм)НеArТемператураэлектронов, Те, 104КГАЗТаблица 1.3. Микро- и макропараметры искрового разряда в гелии иаргоне при различных условиях2.13,5125564При давлениях порядка атмосферного в сильных электрических полях,процесс развития лавины происходит быстрее, так как переход в плазменноесостояние осуществляется при размерах лавины больших дебаевскогорадиуса экранирования еще до перехода в плазменный стример.

В этихусловиях качественно меняется динамика развития лавины, что объясняетсяплазменным состоянием лавины. Определим начало перехода пробоя газов вплазменное состояние [43].56Найдем основные параметры плазменной лавины зная tкр (критическуюэлектроннуюплотностьnкр=nе(tкр),продольныйкритическийразмерLкр=vдр∙tкр, отношение радиуса головки лавины к дебаевскому радиусу вмомент перехода лавины в стример, т.е.

при t=tкркак функциинапряженности внешнего поля Е0 (при этом следует учитывать зависимостьTp =f( E∕p)).Рассмотрим при t>t0 отношение радиуса головки лавины к дебаевскомурадиусу√(1.3)Формула (1.3) позволяет определить пороговую напряженность внешнегоэлектрического поля (E0(пор)), выше которого при заданном давлении газа(плотности нейтральных атомов na) пробой носит плазменный характер.Плазменная стадия развития лавины ионизации возможна при условииrл rD.(())Переход лавины в плазменное состояние осуществляется при полномчисле электронов равном()()При давлениях газа порядка атмосферного na= 3∙1019 см-3, Z=1, Те=1-10эВ согласно (1.4) и (1.5) получаем Е0(пор) = 2-10 кВ/см, а Ne>105-106.Полученныезначениянаходятсявудовлетворительномсогласиисрезультатами экспериментов (см. табл. 1.2) [9,27].Развытие лавины ионизации в газе при однородном внешнемэлектрическом поля Е0 описывается уравнением ne  т ne ,xne  n0e exp  T x ,(1.6)57где n0e  начальное число электронов;  т  первый коэффициент ионизацииТаунсенда, равный числу новых электронов, создаваемых первичнымэлектроном на 1 см своего пути в направлении поля.