Диссертация (1104506), страница 17
Текст из файла (страница 17)
Образование катодного пятнаи искрового канала завершает процесс формирования пробоя газов (см. рис3.14а, кадр 4).Оптические картины формирования ОР в Не показаны на рис 3.15 приусловии предионизации газа в промежутке. Совмещение оптических картинразряда с их ВАХ позволяет заключить что свечение возникает на анодечерез 40 нс после приложения импульса напряжения (U0=15 кВ), котороераспространяется к катоду с образованием ОР. Распространение плазменного111фронта от катода к аноду в основном связано с фотоионизирующимизлучениемизплазмы,чтоиопределяетзначительныескоростираспространения плазменного фронта [107].Времена существования фазы тлеющей свечения ОР зависят отперенапряжения.
С ростом перенапряжения ускоряется переход к искровомуканалу. Как известно, от перенапряжения зависит энерговклад на той илииной стадии разряда. При определенных условиях энерговклад в стадиитлеющего разряда будет иметь конкретное значение. Поэтому с ростомперенапряжения энерговклад возрастает, и соответственно длительностьфазы свечения будет уменьшаться. Так как каждая из стадий развитияразряда повышенного давления имеет конкретные свои значения поэнерговкладу, то из этого следует что для различных газов при одних и техже условиях для формирования всех стадий развития разряда энерговкладбудет различным.123475100125140 (нс)Рис. 3.15. Покадровые картины формирования объемного разряда в Не.Анод - сверху, катод – снизу (d = 1см, р=760 Торр, U0 = 15 кВ).При распространении плазменного фронта в Ar и He значения токаотличаются на порядок.
Это говорит о том, что для создания критическойконцентрации элекронов в He ≥ 1012 см-3 потребуется больше энергии, чем вAr.В условиях эксперимента с ростом напряжения число узких светящихсяобразований, возникающих у анода увеличивается в Не (ср. рис.3.16а,б) вовсем интервале исследованных значений пробойного поля Ест<Е<15 кВ/см.Значение плотности тока для одиночного образования составляет вначале его112развития 20 А/см2, чему соответствует плотность электронов ~1012 см-3, и кмоменту замыкания промежутка ~1013 см-3.Согласно стримерному механизму, с ростом прикладываемого поляточка перехода лавины в стример должна перемещаться к катоду.Действительно в Ar имеет место распространение ионизационных фронтов санода и катода к точке перехода лавины в стример со скоростью ~108 см/с напорядок превышающий скорость ионизационного фронта в таунсендовскомразряде.Резкий рост тока и спад напряжения начинается с появлением яркогосвечения на расстоянии хкр от катода и формированием катодных пятен.Анализ экспериментальных результатов показывает, что в рамках модели,описывающей одиночный стример, не могут быть объяснены следующиефакты: появление яркого свечения, инициирующего искровой канал, нарасстоянии, равном хкр от катода; слабая интенсивность свечения катодныхпятен; несоответствие измеренного значения времени формирования,вычисленному, по формуле стримерного пробоя ηф=LnNкр/αυ ф ln Nкр / ;высокая плотность тока в области свечения (103 А/см2).1234348 нс1360 нс2375нс3400нс4110 нс120 нс125 нс130 нсабРис.
3.16. Последовательные картины развития плазменной области в гелии при полях6 кВ/см (а), 10 кВ/см (б) (р=760 Торр, d=1 см, Не).113Высокая плотность тока в области яркого свечения в аргонесвидетельствуетоналичиимножествапараллельныхстримеров,соединяющих яркое свечение с электродами и слабую интенсивностьсвечения катодных пятен.С появлением яркого свечения в точке перехода лавины в стимер резковозрастает энерговыделение в этой точке, вследствие чего происходитвзрывообразное расширение этой области.Такимобразом,картинысвеченияпромежутка,снятыеспространственным и временным разрешениями (рис.
3.13 - 3.16) даютвозможность рассмотреть во времени и в пространстве развитие различныхстадий разряда в Не и аргоне с одновременым определением энерговклада,определяемый по ВАХ разряда.§3.3. Спектральные характеристики искрового разрядав магнитном полеПроводилась развернутая во времени (50 нс/мм) фотографическаярегистрация спектров излучения плазмы искрового разряда при различныхзначениях напряженности магнитного поля, с целью определить их влияниена концентрацию электронов ne , температуру электронов Те и излучательныехарактеристики лавинно-плазменных стримеров начальных стадий разряда.Для построения теории искрового разряда и его применения в качествеисточника излучения необходимо знать электрические и оптическиепараметры плазмы [3].Спектр излучения формирующегося искрового разряда регистрируетсяна аэрофотопленке чувствительностью 5000 ед.
начиная с начальных стадий(ток ~ 10 А) формирования катодного пятна (40-50 А), искрового канала (100А), горение квазистационарной дуги [102,108,109].Интенсивность спектральных линий начальных стадий растет в течениепервых 150 нс. Через 150-200 нс яркость ионных линий возрастает (см. рис.3.17) и начинает регистрироваться непрерывный спектр в широкомдиапазоне длин волн (рис. 3.18).114Рис.3.17. Интенсивность спектральных линий плазмы искрового канала1) ArI 442,3нм; 2) ArII 422,8 нм.Максимальнаяяркость ионныхлинийинепрерывногоспектранаблюдается через 300-400 нс с начала резкого роста тока [110].Интенсивность спектральных линий в магнитном поле возрастает вультрафиолетовой области с ее уменьшением в видимом диапазоне спектра[111].В таблице 3.5 даны значения интенсивностей трех линий однократноионизованного аргона при различных значениях напряженности магнитногополя для t = 100 нс [112].Таблица 3.5№Интенсивность в относит.ед.п/пλ, нм1480,6109,128,137,92454,53,393,33,213,163422,82,512,492,442,39Н=0Н=80 кЭН=140 кЭН=200 кЭ115а)б)Рис.
3.18. Спектрохронограмма участка спектра 350-481 нма) Н=80 кЭ, б) Н=200 кЭ.Спектры излучения Ar были сняты в условиях линейной зависимостиоптической плотности почернения фотопленки от освещенности. При двухзначениях напряженности магнитного поля (Н=80 кЭ и Н=200 кЭ, р=3 атм,d=3 мм) регистрировалась cпектрохронограмма участка 280-500 нм, t<100 нс.В дальнейшем эти спектры были оцифрованы (рис.
3.19 - рис. 3.23).Рис. 3.19. Спектр излучения аргона в диапазоне спектра 497,2 нм – 353,5 нм:Сплошная линия - H=80 кЭ, пунктирная линия - H=200 кЭ.116Рис. 3.20. Панорамный спектр в Ar:1 - ArII 496,507 нм; 2 - ArII 493,321 нм; 3 - ArII 487,987 нм; 4 - ArII 480,602 нм;5 - ArII 476,486 нм. Сплошная линия - H=80 кЭ, пунктирная линия - H=200 кЭ.Рис.
3.21. Панорамный спектр в Ar:1 - ArII 472,686 нм; 2 - ArII 460,956 нм; 3 - ArII 458,990 нм (или ArI 458,929 нм);4 - ArII 454,502 нм. Сплошная линия - H=80 кЭ, пунктирная линия - H=200 кЭ.117Рис. 3.22. Панорамный спектр в Ar:1 - ArII 448,181 нм; 2- ArII 442,601 нм; 3- ArII 440,081 нм; 4- ArI 436,379нм; 5- ArI434,517 нм; 6- ArI 433,534 нм. Сплошная линия - H=80 кЭ, пунктирная линия - H=200 кЭ.Рис. 3.23. Панорамный спектр в Ar:1- ArII 427,752 нм; 2- ArI 426,629 нм; 3- ArII 422,816 нм; 4- ArII 410,391 нм; 5- ArII 407,2нм; 6- ArII 404,442 нм. Сплошная линия - H=80 кЭ, пунктирная линия - H=200 кЭ.Рис. 3.24.
Интенсивность непрерывного излучения на начальных стадиях искры(t<100нс):1) Н=0; 2) Н=140 кЭ; 3) Н=200 кЭ.118Как видно из рисунка 3.24, с увеличением напряженности магнитногополя, максимум энергии смещается в коротковолновую область спектра: приН=0, λmax=420 нм; при Н=140 кЭ – 400 нм; при Н=200 кЭ – 380 нм.Следовательно, спектральный состав излучения искрового канала зависит отнапряженности магнитного поля [110,111].Рис.3.25. Спектры излучения пробоя Ar поперечного силовым линиям напряженностивнешнего продольного критического магнитного поля (250-550 нм), при d=0,3 см, p=2280Торр, Uпр =5 кВ, Uстат = 4,7 кВ для Н=0 - Сплошная линия и Н=400 кЭ - пунктирная линия: а) t=10 нс и б) t=30 нс соответствует стадии распространения лавин и плазменныхстримеров; в) t=50 нс – тлеющий объемный разряд.Степень влияния продольного магнитного поля определяется скоростьюрасширения искрового канала.
А скорость расширения является функцией119скорости ввода энергии. Следовательно, увеличение скорости энерговкладаприведет к росту влияния магнитного поля на характеристики искровогоканала, в том числе и спектральные. Уменьшение в магнитном поле скоростипоперечного переноса фронта ионизации обуславливает изменение враспределении энергии, соответственно изменится спектральный составизлучения плазмы [108,113].Для объяснения экспериментально наблюдаемых закономерностей былоопределено влияние магнитного поля на температуру и плотность плазмы.Температура плазмы искрового канала определялась методом относительныхинтенсивностей спектральных линий. В состоянии ЛТР (локальноготермодинамического равновесия) отношение интенсивностей линий можетбыть записано так:I1 f1 g132E Eexp( 1 2 ) ,3I 2 f 2 g 2 1kT(3.4)где f1 - сила осциллятора линии с длиной волны λ1, E1 - энергия возбуждения,g1 - статистический вес уровня; для линии с длиной волны λ2 аналогичныевеличины обозначены индексом «2».
Формула (3.4) применима к линиямодинаковой кратности ионизации.Для измерения температуры наиболее удобным оказались линии ArII:448,18 нм, 454,5 нм, 480,6 нм, 476,4 нм, 484,7 нм. Эти линии достаточнояркие в спектре излучения разряда, для этих линий табулированы параметры[114], входящие в (3.4) и искажение профиля линии за счет самопоглощениянесущественно [115]. Наличие полного ЛТР в плазме искры можнопроверить по критерию Грима [116] для однородной нестационарной плазмы.Электронная температура, определенная по формуле (3.4) для моментаt=40 нс после начала резкого роста тока составляет Те≈5,2∙104 К. Времявыравнивания температуры электронов и ионов можно определить поскорости передачи энергии от электронов к ионам [110].1204Частота электрон-ионных столкновений nee 1передачи энергии ei ( ei ) ~ln , а время(kTe ) 2M (kT ) 2.m e 4 neДля ne~1018 см-3, ei ~10-8 с. Время выравнивания температурыэлектронов и ионов составляет ~10-8 с.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
