Диссертация (1104506), страница 10

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 10)

Уравнение (1.6)справедливо до тех пор, пока можно пренебречь электрическим полемпространственного заряда в лавине Е1 по сравнению с полем Е0. Полепространственного заряда максимально за головкой лавины, что приводит кувеличению внешнего поля, а между электронным и ионным облаками,напротив, уменьшается. Со временем длина лавины превышает ее диаметр,определяемыйэлектроннойдиффузией.Скоростьудлинениялавиныувеличивается и превосходит скорость электрического дрейфа электронов врезультате действия ионизирующего излучения из лавины.Возникновение ионизирующего излучения из лавины было впервыеобнаружено Г. Ретером и затем подтверждено многими исследователямипоказавшими, что лавина испускает до 90% ионизирующих фотонов,которые при атмосферном давлении газа поглощаются на длине ~ 1 см, аследовательно, их энергия  10 эВ.

Поэтому одним из механизмовраспространения стримеров со скоростями больше скорости лавины являетсяналичие ионизирующего излучения.Достижение лавиной критической концентрации приводит к усилениюполя и переходу лавины в плазменный стример (появляются ускоренныефронты ионизации, движущиеся к обоим электродам).Выводы:а) В соответствие с теорией Таунсенда пробой начинается развитиемлавины ионизации со скоростью порядка 106-107 см/с.б) По мере достижения лавиной концентрации ~ 1012 см-3 наблюдаетсяпереход к плазменным стримерам.в) Плазменные стримеры могут образоваться (в зависимости отвкладываемой энергии) в любой части промежутка со скоростями108 см/с.г) С образованием плазменного стримера наблюдается резкий рост тока,что соответствует началу резкого спада напряжения на газовом промежутке.58Нарис.1.8представленахарактернаязависимостьвремениформирования лавино-стримерного перехода τф от напряжѐнности внешнегоэлектрического поля E0 .Рис.1.8.

Характерная зависимость времени формирования лавинностримерногоперехода ηф от напряженности внешнего электрического поля Е0.Появление новых плазменных представлений о стримерном пробоегазов связанос развитиемтехники регистрации быстропеременныхпроцессов. Исследование начальных стадий пробоя газов высокого давления(неона) с помощью электронно-оптической хронографии при значительныхперенапряжениях на разряднoм прoмежyтке показало, что лавина ионизациивначале трансформируется в медленный анодный стример, скoрость кoтoрoгoк мoменту времени пoявления катoднoгo стримера и ускoрения анодногостримера t кр в 2,5-3 раза превышает скорость электрического дрейфаэлектроноввовнешнемэлектрическомполеЕ0[46].Впроцессе«прорастания» медленного анодного стримера интенсивность его свечениясущественно не повышается, но в момент t кр наблюдается сильноеувеличение интенсивности свечения и падение напряжения на разрядномпромежутке.

При снятии напряжения с разрядного промежутка до моментапоявленияразнонаправленныхстримеровголовнаяобластьлавинысуществует как устойчивое образование в течение времени порядка 50 нс ина фотографиях имеет вид светящегося трека постоянной длины. Это59образование находится в плазменном состоянии. Начиная с некоторыхперенапряжений, на эопограммах наблюдается остановка движения концовяркого канала стримера. Одновременно наблюдается интенсивная вспышка,проявляющаяся в виде резкого возрастания яркости свечения всего стримера.Осциллограммы ВАХ показывают, что в этот момент ток в промежутке нерастет (ступенька на осциллограммах). Дальнейший рост тока наступаетпримерно через 5 нс и совпадает с началом продвижения на слабосветящихся концах стримера новых ярких каналов.

Скорости стримеровэкспоненциально растут со временем.Выводосуществованииплазменнойстадииразвитиялавины,предшествующей возникновению стримера, был получен на основе анализаэкспериментальных данных. Сформулирована плазменная модель пробоягазов высокого давления, получены пороговые условия перехода пробоя вплазменное состояние. Скорость диффузионного расширения лавины гораздоменьше скорости электрического дрейфа электронов, с этим связянавытянутость лавины вдоль поля и сигарообразный вид.

Процесс расширениялавины резко замедляется при rл rD, диффузия становится амбиполярной.Лавинаионизациипредставляетсобойквазинейтральнуюплазмусодинаковыми значениями плотности электронов и ионов. При рассмотрениидинамики развития лавины исключение поперечной диффузией электроновприводит к заниженной оценке полного числа электронов при образованиистримера.Исследованиям динамики формирования лавины в промежутке домомента возникновения стримера посвящены работы [2, 4,41,45, 65-71]. Приэтом учитывались диффузия электронов, искажение поля Е0 объемнымзарядом электронов и ионов, ионизация и рекомбинация. На начальномэтапе, когда искажение поля объемным зарядом мало, развитие лавиныпроисходит в соответствии с описанным выше механизмом.

Затемнаблюдается расширение лавины и искажение внешнего электрическогополя. На головке и хвосте лавины наблюдаются четко выраженные60максимумы, а между ними  резкий и глубокий минимум поля, в областикоторого в момент времениt кробразуется квазинейтральная плазма сплотностью электронов 1013см-3.Результаты расчетов находились в удовлетворительном качественномсогласии с экспериментальными данными и явились предпосылками длясоздания и развития плазменной модели искрового пробоя газов высокогодавления.В работах [1,72-74] была развита гидродинамическая модель пробоягаза, начиная с момента рождения лавины ионизации, перехода ее вплазменную лавину и плазменный стример. Зародившись с одного илинебольшого числа электронов, лавина удлиняется в направлении поля соскоростью электрического дрейфа электронов и расширяется по радиусу сдиффузионнойскоростью,напорядокменьшейскоростидрейфа.Предполагается для определенности, что лавина зарождается в центреразрядного промежутка (рис.1.9).Рис.

1.9. Схематический вид перехода лавины в плазменное состояние (rDrl)и в стример (rD<<rl, ЕlE0, tкр), L1, L2 - удлинение стримера [75,76].Расширение лавины прекращается при достижении радиуса лавиныдебаевского радиуса. Наблюдается переход лавины в квазинейтральнуюплазму. Удлинение лавины при этом продолжается с прежней скоростью,если только напряженность внешнего поля достаточно велика (Е0˃Е1).61По достижении лавиной критических параметров лавина тормозится,переходя в стример. Внешнее поле экранируется на границе плазмы в слоеразмером порядка дебаевского радиуса и больше не проникает в плазму(Е0≈Е1).Пробой приобретает стримерный характер (в результате возрастанияполя впереди и сзади лавины), который будет развиваться как в направлениианода, так и катода [13].Из экспериментов следует, что лавина трансформируется сначала ванодонаправленный стример, скорость которого не превышает скоростидрейфаэлектронованодонаправленногововнешнемстримераэлектрическомиполе.одновременноеУскорениепоявлениекатодонаправленного могут быть объяснены вторичными процессами в газе.Дебаевская экранировка внешнего поля в головке лавины устанавливаетсябыстрее, чем в хвосте.

Это вытекает из плазменной модели пробоя газов:поле разделения зарядов в дебаевском слое в головке лавины быстреесравнивается с внешним, чем поле разделения зарядов в хвосте лавинывследствие большей подвижности электронов по сравнению с ионами.Из анализа характера распространения стримеров по направлению кэлектродам можно предположить, что причиной распространения стримераможет быть вынужденное фотоионизирующее излучение из плазмы лавины,возникающее из-за ударно-излучательной рекомбинации.

Развернутая вовремени оптическая картина распространения стримеров может иметь пояркостидискретнуюструктуру.Периодскачкообразныхудлиненийстримеров в исследованных нами газах имеет значение порядка (1-3) нс, аскорость удлинения отдельного стримера больше 109 см/с. Средняя скоростьперекрытия разрядного промежутка стримерами  108 см/с [72].В газах высокого давления характерные времена развития процессов,протекающих при электрическом пробое газов, порядка (10-7- 10-8) с. Этонамного превосходит время релаксации импульса электронов при упругомрассеянии на атомах (10-12 с).

Длина пробега электронов (10-4 см) намного62меньше характерных размеров 10-2 см. Поэтому для описания этихпроцессовможнопользоватьсягидродинамическимиуравнениямивдиффузионном приближении [72,77] n eE n T nen div  e  e e   vi ne  i ;tt mvea mvea 22vea   (Te )veaTe  vi (Te  I i )  0;33div E  4e( ne  ni ),(1.7)2где   e2 E / 2mven2 - энергия, набираемая электроном в электрическом полеE  E 0  E1;E 0 - внешнее однородное поле (до начала пробоя); E1 - поле,которое создаютэлектроны и ионы, образовавшиеся в результате ионизацииатомов при пробое; en - частота упругих столкновений электронов сатомами;  (Te )  2m/M - доля упругих потерь при столкновениях электронов сатомами с массой М; i - частота ионизационных столкновений электронов;I i  потенциал ионизации атомов газа; Те - температура электронов или ихэнергия.При написании системы (1.7) пренебрегли движением и температуройионов, которая порядка температуры атомов газа, Тi= То.

В этих условияхможно пренебречь амбиполярной диффузией. Во втором уравнении(уравнение баланса энергии) можно пренебреч затратами на излучение, этооправдано для начальных стадий пробоя. Температуру электронов привычислениях обычно берут из эксперимента и считают однородной [76].Для определения величин en и i используем формулы борновскогоприближения.Приэтомдопускаеммаксвелловскоераспределениеэлектронов по скоростям с соответствующей температурой Теven 4n00 Te2m; vi 40 n02mTeexp( Ii / Te ),(1.8)63где 0 z  20 Ii , z* - эффективное зарядовое число ядра атома, n0  плотностьатомов газа.Для простоты ниже считается z* = 1, а поэтомуi  en2Iiexp( Ii / Te ).Te(1.9)Плазменное поле до момента перехода лавины в стример мало, и впервом приближении им можно пренебречь.

Характеристики

Список файлов диссертации