Диссертация (1104506), страница 18

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

Текст из файла (страница 18)

Внешнее критическое магнитное полеприводит к увеличению температуры плазмы.В таблице 3.6 даны значения температуры Т при различныхнапряженностях магнитного поля на стадии плазменного стримера (t=100нс).Температура, определенная по проводимости плазменного стримера длямомента t=100 нс равна 25000 К, а по относительной интенсивностиспектральных линий 35000 К.Таблица 3.6Н=03,6Т, 104 КН=140 кЭ3,9Н=200 кЭ4,13,94,44,63,63,84,03,74,034,23λ, нм448,18 454,5480,6476,4 484,7476,49СредняяШирина спектральных линий при высоких концентрациях заряженныхчастиц определяется штарковским механизмом уширения, посколькууширениемдругихмеханизмов(доплеровским,вандер-ваальсовским,зеемановским) можно пренебречь.

При плотностях электронов 1016 cм-3ударная полуширина линии ArII 480,6 нм (кТе=4 эВ) составляет – 0,1 нм [1,109,117].121В случае линейного штарк-эффекта полуширина спектральных линийопределяется выражением [118]:0,5  1,25  1019 0,5 (ne )  ne2 / 3 ,(3.5)где α0,5 – приведенная полуширина спектральной линии.Концентрацияплазмыпополуширинамионныхлинийаргонаопределялась из спекрохронограмм, снятых с помощью спектрографа ИСП30, сочлененного с фоторегистратором ВФУ-1.

Щель спектрографа призаписи спектра была ровно 0,08 мм. Спектры фотометрировались с помощьюмикрофотометра ИФО – 451.Если выразить полуширину 0,5 через ширину наблюдаемого контура0, 25 на высоте I 0 / 4 получится соотношение, которое позволяет с меньшейпогрешностью определить 0,50,5 2 40, 25  ( ) 4   2  0, 25  20, 25   23.(3.6)Полуширина линии ArII 480,6 нм, измеренная при токе I=60 А, (t=300нс) оказалось равной 0,42 нм, тогда с учетом ударной электроннойполуширины ω, найденной для Т=36000 К из таблицы Грима [118], плотностьэлектронов равнаne 0,5  1016 2,4  1018 см-3,2 для линии ArII 422,8 нм - 0,5 = 0,24 нм, соответственно2,4  1016nе  2,1  1018 см-3.32,5;6  10Таким образом, плотности, определенные по полуширинам различныхлиний, оказались близкими.Выводы:1.

Характерное время установления единой температуры и равновеснойионизации в плазме искрового разряда составляет ~10-8с.1222. Спектр излучения разряда начальных стадий искры характеризуетсялинейчатым спектром возбужденных атомов.3. На стримерной стадии разряда в аргоне температура плазмы имеетзначение 30000 К, а концентрация заряженных частиц ~1016см-3.4. Продольное магнитное поле приводит к росту температуры, плотностиплазмы стримерной стадии и удельного энерговклада в разряд (рис.3.26).Для определения временных зависимостей интенсивности излучения вразличных диапазонах длин волн обычно используют фотоэлектрическийметод.

Данный метод позволяет с высокой точностью проследить временноеизменение интенсивности для отдельно взятой линии или для небольшойгруппы линий. Для хронологии изменения интенсивности излучениябольшогодиапазонадлинволниспользовалисьчисленныеметодымоделирования на основе компьютерной программы MathCad.Анализ полученных данных показывает, что наложение внешнегопродольного магнитного поля приводит к изменению интенсивностиизлучения, как во времени [119], так и по длинам волн. В частности,наложение магнитного поля приводит к более раннему росту интенсивностиизлучения именно в коротковолновой области спектра. Для длинноволновойобласти спектра характерен более поздний рост интенсивности излучения сростом напряженности внешнего продольного магнитного поля.Замечено так же, что рост интенсивности спектральных линий приналожении внешнего продольного магнитного поля, особенно явно заметнона начальных стадиях развития разряда до момента времени η ~ 350 нс.Полученный экспериментальный факт, связанный с явным уменьшениеминтенсивностивидимойчастиспектра(линийиконтинуума)иодновременным усилением интенсивности ультрафиолетовых линий (иионных) при пробое газов высокого давления в сильных магнитных поляхсвязан с влиянием внешнего магнитного поля на физическую кинетику [19,120].123Это видно из рис.

3.26, где представлены, развернутые с разрешением в50 нс/мм, спектры излучения пробоя в аргоне (р = 2206 Торр, d=3мм, Uпр=5кВ, W=10%) в) при Н=0 и г) при Н=345 кЭ. Усиление в магнитных поляхнаблюдается для группы спектральных линий Ar II 280,61 нм, ArII 281,6 нм,ArII 393,2 нм, одновременно с заметным уменьшением в некоторых случаях сполным исчезновением интенсивности группы линий в области спектра 450500 нм.Рис.

3.26. а), б) в) - градуировочные спектры Hg, Ar, Fe; спектры разряда в Ar приусловиях р=2280 Торр., d= 3мм, Uпр=5 кВ г) Н=345 кЭ, и д) Н=0. Временное разрешение50 нс/мм; ж) - фотоэлектрическая запись спектральных линий синхронно с импульсомнапряжения на промежутке; з) - изменение напряжения пробоя и импульс с ФЭУ. Участок(АБ) начало записи спектральных линий λ1=460,9 нм и λ2=480,6 нм.Экспериментальные данные показывают, что времена формирования,длительностиступеней,резкогоспадауменьшаютсясростомперенапряжения на разрядном промежутке.

Соответственно уменьшается124время лавинно - плазменно-стримерных переходов. По мере увеличенияперенапряжениянаблюдаетсяраспространениястримеровизменение(первогомеханизмавидимогообразованияяркогосвеченияипоэопограммам).На кривой вольт-секундной характеристики наблюдается пять стадий(рис. 3.27). Первая - соответствует развитию электронных лавин (ηф - времяформирования, которая в зависимости от перенапряжения и давления можетбыть одна и более). Стадия заканчивается переходом в плазменное состояниеи затем в стример. На второй стадии происходит спад напряжения отпробойного Uпр до ступенчатого Uст. При этом имеет место распространениекак катодо- так и анодонаправленного стримера до перекрытия плазмойстримера промежутка.

Достижение положительным стримером областикатода приводит к замедлению процесса распространения данного стримерас последующей его остановкой у поверхности катода. В областиступенчатого напряжения (участокIII, t3) наблюдается образованиекатодного пятна (завершение стадии так называемого объемного разряда) споследующим формированием узкого контрагированного канала. Резкоерасширение канала и нагрев плазмы, характеризуемой аномальнымсопротивлением, соответствует IV стадии.

Завершается разряд горениемквазистационарной дуги (участок V).Привязка ЭОП-грамм и осциллограмм, записанных в одном масштабевремени, позволила заключить, что первому этапу (I, рис. 3.27) соответствуетдиффузное свечение, на фоне которого где-то в конце (около точки В)появляется яркое свечение (на разном расстоянии от катода и анода взависимости от условий эксперимента Е, р, d и т.д.).

Затем свечение от этойточки начинает распространяться одновременно к обоим электродам, причемсо скоростью значительно превышающей скорость дрейфа лавины внекоторых случаях скорость доходит до 109 см/с. Как только стримерперекрывает промежуток образуется катодное пятно и вслед за ним в течениедлительности ступени ІІІ (СД) образуется узкий канал.125805Не4Рассчитаннаясредняя скоростьстримера, 105см/с109Рассчитанноесреднее удлинениестримера, 10-3смВремя между двумяпоследовательнымистримерами, 10-9сДлина стримера, d, смСредняя скоростьстримера, 107см/с11,3Δtn, n+1= Δtсрtn+1-tnd1=0,53Δt1,2=44d2=0,66Δt2,3=3d3=0,76Δt3,4=5d4=0,96Скорость скачкообразногоудлинения одногостримера, см/с1Напряженность внешнегополя Е, кВ/смДлина разрядногопромежутка, смДавление, р, ТоррГазТаблица 3.7ΔL* ΔL** υ* υ**13,63,61,3Рис.

3.27. Ход изменения напряжения на промежутке при импульсном пробое гелия:t1= ηф - время формирования разряда; t2=ηсп1 - время резкого спада от напряжения пробоядо напряжения ступени; t3=ηст - время длительности ступени; t4=ηсп2 - время резкого спадаот напряжения ступени до напряжения горения квазистационарной дуги; t5=ηд – времягорения дуги, соответствующей первой четверти периода изменения тока: U1, U2, U‫׳‬2, U3 соответственно напряжения пробоя, начала и конца ступени, горения квазистационарнойдуги [106,121].Для электрического пробоя в диэлектриках необходимым условиемявляется образование и развитие плазмы, за счет энергии внешнегоэлектрического поля.

Пороговая энергия для формирования и развитияплазмы будет разной в зависимости от вида диэлектрика (газ, вода, текстолити т.д.). Как результат наших исследований мы предлагаем единую картинуразвития пробоя диэлектриков.126Одной из важных особенностей всех переходов к стримерам являетсярезкое увеличение (почти на порядок по сравнению со скоростью дрейфалавины) скорости стримеров, наблюдаемый как излом на графиках скорости[9,4]). И основная особенность - это то, что сгусток плазмы (стример),образуемый где-то в промежутке, самопроизвольно (без участия вторичныхпроцессов на электродах) распространяется к обоим электродам, да еще соскоростями значительно большими, чем скорости дрейфа электронов.В таблице 3.7 для Не произведен расчет отдельного удлинения ΔL искорости стримера исходя из условия равенства энергии джоулева нагреваэнергии ионизации атомов, расположенных в объеме удлинения22дж  jст  Епл t  Lrст ион  ne LrстеU i(3.7)22e 2 EстLt * e 2 EстLL  3m e I i3m e I i*L **Te4 rt3ne I i L **Te4rne I i L,где jcm - плотность тока в стримере, Епл - напряженность поля в стримере, Δt время удлинения отдельного стримера, rcm - радиус стримера, nе - концентрацияэлектронов в стримере, U - потенциал ионизации атомов Не.

Из (3.7) имеем22LL e 2 Eплe 2 EстLtL t 3m e I3m e I i*(3.8)Здесь I – энергия ионизации, ΔL ~10-3 см = 0,01 мм.Температура Те рассчитана из равенства энергии, излучаемой боковымиповерхностями стримера по направлению к электродам энергии джоулеванагрева плазмы стримера ~0,72·104 Кrск 4T ( L2rcт  2rст2 )  jстр Епл Lrст2 .LДля L>>r отсюда имеем(3.9)127T2ne e 2 EплL2 me e .(3.10)Равенство (3.9) можно записать, если рассмотреть плазму стримера какчерный излучатель, так как максимум энергии излучаемой телом - этоэнергия черного излучателя этой же температуры и размеров.

Характеристики

Список файлов диссертации