СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ...........................................................................5
ГЛАВА I. Техника создания слаботочных газовых разрядов и методы
их исследования..........................................................29
1.1. Условия и способы создания коронного разряда. Основные методы
его исследования......................................................29
1.2. Регистрация оптического излучения короны............................36
1.3. Техника создания и экспериментальные методы исследования стационарного тлеющего разряда атмосферного давления.....................39
1.4. Техника эксперимента и методики измерений параметров плазмы
внутри контрагированного шнура.......................................45
I ЛАВА П. Структура генерационной зоны и дрейфовой области отрицательной
и положительной короны в воздухе........................................50
2.1. Введение............................................................50
2.2. Структура генерационной зоны отрицательной короны...................53
2.2.1. Результаты экспериментальных исследований.........................53
2.2.2 Физическая модель генерационной зоны отрицательной короны..........56
2.3. Структура и эволюция генерационной зоны положи тельной короны.......64
2.4. Структура коронного разряда при малых межэлсктродных зазорах........75
2.5. Выводы..............................................................80
ГЛАВА III. Нестационарные процессы в отрицательной короне — импульсы
Тричела..................................................................82
3.1. Обзор литературы....................................................82
3.2 Влияние геометрических и газодинамических факторов на параметры
и область существования импульсов Тричела.............................85
3.3. Гистерезис колебательного режима. Безимпульсное развитие отрицательной короны......................................................93
3.4. Динамика установления импульсного режима............................96
3.5. Механизм формирования импульсов Тричела в отрицательной короне.....102
3.6. Пульсирующий режим отрицательной короны в электроположительном
газе N2..............................................................115
2
3.7. Выводы
120
ГЛАВА IV. Автоколебательный режим положительной короны.....................121
4.1. Введение............................................................121
4.2. Описание экспериментальных условий и использованных диагностик 125
4.3. Области существования автоколебательного режима положительной короны в воздухе и азоте.................................................126
4.4 Амплитудно-частотные характеристики автоколебательного
режима положительной короны в воздухе и азоте........................130
4.5. Влияние нагрева газа в генерационной зоне на динамические характеристики короны....................................................136
4.6. Результаты исследований излучения положительной короны
в автоколебательном режиме...........................................137
4.7. Физический механизм автоколебательного режима положительной короны...................................................................140
4.8. Выводы..............................................................148
ГЛАВА У. Переход отрицательной короны в режим тлеющего разряда.....................149
5.1. Введение............................................................149
5.2. Вольт-амперная характеристика отрицательной короны и ее трансформация при переходе в режим тлеющею разряда.......................151
5.3. Эволюция радиального распределения тока и свечения короны в геометрии острие - плоскость.............................................160
5.4. Эволюция продольной структуры отрицательной короны при ее переходе
в режим тлеющего разряда.............................................162
5.5. О переходе многоострийной отрицательной короны в режим
тлеющего разряда.....................................................168
5.6. Выводы..............................................................176
ГЛАВА VI. Стационарный тлеющий разряд атмосферного давления в воздухе 178
6.1. Введение. Обзор литературы..........................................178
6.2. Экспериментальные результаты по исследованию тлеющего
разряда атмосферного давления в сухом и влажном воздухе..............180
6 3. Механизм горения стационарного тлеющего разряда атмосферного
3
давления в сухом и влажном воздухе..................................188
6.4. Выводы.............................................................201
ГЛАВА УН. Новый электрофизический метод удаления вредных примесей на базе
тлеющего разряда атмосферного давления................................203
7.1. Обзор электрофизических методов газоочистки от вредных примесей 203
7.2. Плазмохимические процессы образования атомов и радикалов
в стационарном тлеющем разряде атмосферного давления................209
7.3. Удаления окислов серы из загрязненного воздуха с помощью стационарного тлеющего разряда..........................................215
7.4. Применение тлеющего разряда для очистки реального дымового газа
от монооксида азота N0..............................................218
7.5. Разрушение вредных органических соединений в тлеющем разряде атмосферного давления...................................................225
7.6. Выводы.............................................................229
ГЛАВА VIII. О параметрах токового шнура в процессе контракции тлеющею
разряда среднего давления...........................................231
8.1. Обзор литературы по механизмам развития токовых шнуров.............231
8.2. Экспериментальное исследование параметров токового шнура в
процессе контракции тлеющего разряда................................233
8.3. Механизм неоднородной контракции самостоятельного тлеющего
разряда.............................................................239
8.4. Выводы.............................................................243
ЗАКЛЮЧЕНИЕ........................................................................245
ЛИТЕРАТУРА........................................................................249
4
ВВЕДЕНИЕ
Неравновесная низкотемпературная плазма достаточно широко используется в различных областях народного хозяйства: металлургии [1], микроэлектронике (сухое травление) [2], лазерной технике (газоразрядные лазеры) [3], светотехнике (газоразрядные лампы и плазменные дисплеи) [4], химической промышленности (плазмохимия) [5]. Однако большинство технических устройств, использующих неравновесную низкотемпературную плазму, работают при низком давлении плазмообразуюшего газа. В первую очередь это связано с тем, что для генерации неравновесной плазмы используется тлеющий газовый разряд, который при повышении рабочего давления газа стремится перейти вследствие развития неустойчивостей [6] в другую форму газового разряда - дуговую, с равновесной плазмой. При этом происходит резкое ухудшение рабочих характеристик газоразрядных приборов и аппаратов (в некоторых случаях, например, в газоразрядных лазерах, работа этих устройств вообще прекращается). Вместе с тем, производительность всех устройств, использующих неравновесию низкотемпературную плазму, увеличивается с ростом давления плазмообразующего газа. Это следует из того, что величина приведенной напряженности электрического поля Е/Р (Е - напряженность электрического поля, Р -давление газа) в тлеющем разряде остается величиной постоянной при увеличении давления, а в некоторых случаях, как это будет видно в дальнейшем, растет с повышением давления. Поэтому удельная электрическая мощность, закачиваемая в плазму
Ж *у * £ = у *(А7Р) РъР , где ] - плотность электрического тока. Соответственно возрастает и запас энергии во внутренних степенях свободы атомов и молекул. Помимо увеличения производительности газоразрядных приборов повышение рабочего давления плазмообразуюшего газа важно с точки зрения их практической эксплуатации. Многие из этих устройств имеют большие размеры (порядка нескольких метров), их приходится часто вскрывать, поэтому получение и поддержание низкого давления в таких аппаратах требует больших эксплуатационных затрат. С особой остротой эта проблема встала в последние годы в связи с развитием новых, использующих неравновесную низкотемпературную плазму, методов очистки загрязненных
5 7 ^
газов. Объемы отходящих газов таковы (10' + 10 м /час), что практическое значение может иметь только неравновесная низкотемпературная плазма при атмосферном давлении. Поэтому получение сильнонеравновеснон низкотемпературной плазмы при атмосферном давлении представляет собой насущную практическую задачу. В настоящее время известны несколько способов генерации такой плазмы.
5
Барьерный (другое название «тихий») разряд уже более 100 лет используется для генерации озона [7]. Этот вид разряда представляет собой стримерно-искровой режим разряда переменного тока, реализующийся при атмосферном и выше давлении газа между двумя близко расположенными электродами большой площади, из которых хотя бы один покрыт тонким слоем диэлектрика (барьером для постоянного тока). Наиболее типична для барьерного разряда цилиндрическая геометрия, когда внутри одного из электродов, имеющего вид длинной (0,5 1,5 м) металлической трубы с характерным диаметром 5-10 см,
коаксиально расположен другой электрод с барьером. Обычно внутренний электрод представляет собой либо тонкостенную стеклянную трубку, на внутреннюю поверхность которой наносится очень тонкий слой металла, либо металлическую трубу, на внешнюю поверхность которой наносится слой диэлектрика (как правило, эмали) толщиной 1-2 мм. Характерный размер воздушного промежутка в барьерном разряде составляет 1-2 мм. К электродам прикладывается переменное напряжение и с частотой от 50 Гц до 50 кГц, амплитуда По которого превышает напряжение стримерного пробоя иГф промежутка. Осциллограмма тока перенапряженного промежутка ипр < и < и<> на стадии роста напряжения представляет собой совокупность большого числа коротких импульсов, каждый из которых соответствует локальному стримерному пробою промежутка. Как свидетельствуют экспериментальные результаты, в фазе перенапряжения ипр <и < По промежуток достаточно плотно и равномерно заполняется тонкими (радиусом ~ 0,1 мм) шнурами искровых микроразрядов. Наличие диэлектрика ограничивает длительность и ток каждого микроразряда на уровне примерно 10 не и 0,1 А соответственно, что не позволяет токовому шнуру сильно перегреться и перейти из искрового режима в дутовой.
В практических приложениях наибольшее распространение имеет барьерный разряд при частоте переменного напряжения 50 Гц, т.к. источники напряжения повышенной частоты достаточно дороги. Характерный уровень усредненной по времени и пространству удельной электрической мощности, выделяемой в межэлектродном промежутке барьерного разряда, обычно составляет 1-3 В г/см3. Рабочий газ медленно (скорость газа Уг £ 1м/с) прокачивается вдоль электродов. Следует отметить высокую чувствительность барьерного разряда к состоянию поверхности диэлектрического покрытия. Наличие на поверхности диэлектрика проводящего слоя (воды, пыли и т.д.) приводит к резкому возрастанию тока отдельных микроразрядов, их перегреву и, как следствие, к пробою диэлектрического покрытия и выходу из сгроя газоразрядного устройства. Поэтому при производстве озона рабочий газ (воздух или кислород) тщательно осушивается и очищается. Во многих практических приложениях (например, очистке отходящих газов) осуществить такое
6
кондиционирование рабочего газа не представляется возможным. Это обстоятельство, а также достаточно низкие удельные энерговклады и, соответственно, производительность барьерного разряда как генератора химически активных частиц препятствуют более широкому использованию этого вида разряда в практических приложениях.
По физике разрядных явлений к барьерному разряду достаточно близко примыкает другой способ получения неравновесной плазмы при атмосферном давлении - метод импульсно-периодической короны. Этот метод интенсивно развивается в последнее десятилетие за рубежом и в России [8]. Для импульсно-периодической короны, также как и для барьерного разряда, наиболее типична цилиндрическая геометрия электродов, однако электродные системы импульсной короны характеризуются существенно большими размерами мсжэлсктродного промежутка по сравнению с барьерным разрядом. Обычно внешний электрод представляет собой металлическую трубу длиной около 2 м и диаметром 20-30 см. Вдоль оси трубы размещается внутренний коронирующий электрод, который представляет собой либо гладкую проволоку диаметром несколько миллиметров, либо металлический стержень диаметром несколько сантиметров с большим числом специальных насечек на его поверхности, создающих многоострийную структуру электрода.
При наложении высоковольтного импульсного напряжения вблизи коронирующего электрода создается сильное перенапряжение, и в этой области возникает большое число стримеров, которые начинают множиться и распространяться к противоположному электроду. В результате с течением времени пространство вокруг внутреннего электрода все более плотно заполняется квазинейтральными искровыми каналами, что приводит к вытеснению области сильных электрических полей все далее от коронирующего электрода и инициированию вдали от него все большею числа новых стримеров. В итоге за время действия импульса заметная часть межэлсктродного промежутка успевает быть пронизанной токовыми шнурами сгримеров. Однако длительность импульса должна быть достаточно короткой, иначе нарастающий со временем джоулев разогрев искровых каналов приведет к их переходу в сильноточный дуговой режим, опасный для целостности электродной системы.
Обычно в импульсной короне используют высоковольтные импульсы напряжения с амплитудой Ио = 50-150 кВ, длительностью переднего фронта Тф £ 0,1 мке, общей длительностью х < 0,3 мке и частотой повторения Г » 100-1000 Гц. Характерное значение плотности электрической мощности, усредненное по времени и межэлектродному пространству, составляет « 1 Вт/см3. Повышение эффективности импульсной короны как генератора сильнонеравновесной низкотемпературной плазмы связано с укорочением
7
длительности переднего фронта высоковольтных импульсов и увеличением частоты их повторения.
Генерация сильнонеравновесной низкотемпературной плазмы атмосферного давления резконеоднородными в пространстве и нестационарными во времени стримсрно-искровыми микроразрядами имеет ряд специфических особенностей. Во-первых, достаточно сильное электрическое поле существует в газе лишь короткое время на стадии пробоя промежутка и оно сосредоточено только в окрестности головки (или фронта) распространяющегося стримера. За фронтом стримера (т.е. в квазинейтральном искровом канале) поле слабее, энергия электронов существенно ниже и, соответственно, низкая эффективность генерации химически активных частиц (атомов, радикалов и т.д.), наработка которых и является основной задачей неравновесной плазмы во многих приложениях. Выполненные в последние годы численные расчеты [9,10] подтверждают это положение. Именно по этой причине токовый импульс отдельного микроразряда должен быть достаточно коротким, чтобы энерговклад в слабополевом искровом канале не сильно превышал вклад энергии от фронта стримера. В случае барьерного разряда быстрый обрыв токового импульса происходит автоматически за счет накопления стримером заряда на диэлектрике. В случае импульсно-периодической короны длительность тока определяется амплитудой, крутизной переднего фронта и длительностью импульса напряжения и потому должна специально ограничиваться электротехническими средствами. Создание соответствующих высоковольтных импульснопериодических источников питания на большие уровни средней мощности представляет собой в настоящее время технически сложную задачу.
Во-вторых, малая длительность импульсов по сравнению с периодом их повторения и малость объема плазмы в токовых шнурах по сравнению с общим объемом газа в межэлектродном промежутке приводят к малости величины усредненной по времени и пространству плотности электрического энерговыделения в стримерно-искровых импульснопериодических разрядах. Отмеченное обстоятельство обуславливает необходимость использования медленной прокачки рабочего газа через зону разряда (Уг ^ 1м/с), что приводит к сильному увеличению габаритов газоразрядной установки во многих практических приложениях.
В конце 60-х - начале 70-х годов в связи с проблемой создания мощных газовых лазеров был развит новый способ получения сильнонеравновесной низкотемпературной плазмы при атмосферном и выше давлении с помощью несамостоятельного газового разряда. Для организации такого разряда используется пучок быстрых электронов (с энергией электронов £ 100 кэВ), который вводится в межэлектродный промежуток через
8
металлическую фольгу, отделяющую область высокого давления газа от вакуумного объема ускорителя электронов. Пучок быстрых электронов выполняет функцию создания ионизированной газовой среды, а прикладываемое внешнее электрическое поле разогревает электроны. Такой способ орг анизации разряда позволяет прикладывать сравнительно низкие электрические поля (обычно Е/р < 10 В/см-Тор), что способствует предотвращению развития ионизационных неустойчивостей в плазме и получению достаточно высоких энерговкладов в газовую среду. Отметим, что основной энерговклад обеспечивается за счет внешнего электрического поля, т.к. энерговклад от пучка электронов существенно меньше. Таким образом были получены несамостоятельные разряды с длительностью горения: от наносекундного [11] до миллисекундного [12] диапазона со значительным варьированием рабочего давления газа (р = 0,1 -г- 50 атм) [13]. Однако интервал допустимых внешних электрических полей (< 10 В/см-Тор) существенно ограничивает область практических приложений такого разряда. Для эффективной работы большинства плазмохимических реакторов необходима плазма со средней энергией электронов е > 3 эВ. Только в этом случае в плазме идет интенсивная наработка химически активных частиц (атомов, свободных радикалов и т.д.), инициирующих протекание неравновесных химических реакций.
Между тем, в разрядах в молекулярных газах значению приведенного электрического поля Е/р = 10 В/см-Тор соответствует средняя энергия электронов е « 1 эВ, поэтому несамостоятельный газовый разряд малоэффективен как генератор химически активных частиц.
Наряду с использованием пучка быстрых электронов для организации несамостоятельного разряда практически одновременно начались исследования по применению таких электронов для очистки отходящих газов от вредных примесей, прежде всего окислов серы и азота [14]. При инжекции быстрых электронов в газ помимо процесса ионизации происходит достаточно эффективно диссоциация молекул с образованием атомов и радикалов, возбуждение электронных уровней молекул и атомов, т.е. идет наработка химически активных частиц, которые удаляют вредные примеси. Понятно, что в этом случае вся энергия, закачиваемая в газ, поступает от электронного пучка. Поэтому для данного приложения требуются мощные высокоэнергетичные электронные пучки (обычно е 1 МэВ). В настоящее время метод электронных пучков являегся наиболее продвинутым среди электрофизических методов очистки отходящих газов. Широкому внедрению этого метода в практику газоочистки препятствует техническая сложность и высокая стоимость электронных ускорителей большой мощности, а также необходимость радиационной защиты обслуживающего персонала.
9
Еще одним способом генерации неравновесной низкотемпературной плазмы при атмосферном давлении является самостоятельный импульсный объемный разряд в однородном электрическом поле. Когда импульс высокого напряжения (выше пробойного) прикладывается к электродам с однородным профилем электрического поля, в межэлектродном промежутке развивается газовый разряд, в динамике которого можно выделить 3 стадии [15]. Первая, стадия формирования, представляет собой многолавинный таунсендовский пробой. Для того, чтобы разряд развивался по всему объему межэлектродного промежутка, а не в виде узких шнуров, необходимы начальные затравочные электроны, которые должны быть равномерно распределены либо по поверхности катода, либо по всему межэлектродному промежутку. С этой целью осуществляется либо подсветка катода, либо предварительная ионизация всего газового промежутка жестким УФ-излучением [16], рентгеновским излучением [17], пучком быстрых электронов [18], радиоактивными источниками [19]. В связи с широким использованием этой формы разряда в коммутационной [20] и лазерной технике [21] к настоящему времени разработано множество схем реализации указанных способов предионизации. Обзор конкретных схем предионизации представлен в [22]. Физический механизм зажигания объемного разряда заключается в перекрытии электронных лавин, которые развиваются из каждого начального электрона во внешнем приложенном поле прежде, чем произойдет существенное искажение внешнего электрического поля развивающимся пространственным зарядом какой-либо из лавин [23,24]. Из этого предположения следует, что должна существовать минимальная концентрация начальных электронов п0, при которой обеспечивается однородный пробой промежутка. Оценки показывают [25], что при давлении газа порядка атмосферного и при соответствующих пробойных значениях напряженности электрического поля концентрация По = 104 - 105 см'3. В то же время экспериментальные исследования объемного разряда показывают, что нижняя граница по £ Ю7 см'3 [26]. К этому критерию необходимо добавить условие быстрого воспроизводства электронов в области, покинутой ими при дрейфовом движении к аноду, т.е. по существу, условие самостоятельности разряда. Стадия движения лавины завершается формированием у анода катодонаправленной волны ионизации, которая при соприкосновении с катодом порождает анодонаправленную волну ионизации и т.д. В процессе распространения этих волн происходит нарастание степени ионизации газа, формирование катодного слоя и всех остальных продольных структур, присущих тлеющему разряду низкого давления [27]. Скорость нарастания проводимости в промежутке (количество волн ионизации) зависит от
10
степени превышения прикладываемого напряжения над пробойным напряжением и от концентрации начальных электронов.
После стадии формирования устанавливается квазистацнонарная фаза однородного горения разряда - объемный тлеющий разряд высокого давления. Экспериментальные исследования показали [28], что величина катодного падения напряжения в этой фазе разряда не зависит от давления газа и совпадает с величиной катодного падения, характерной для нормальных тлеющих разрядов при пониженном давлении. Плотность тока на катоде также близка к тем значениям, которые должны реализоваться в нормальных тлеющих разрядах с учетом того, что эта плотность пропорциональны Р . Напряжение горения разряда Ц- на этой стадии не зависит от величины начальною прикладываемого напряжения Но, увеличивается с ростом давления газа Р и длины межэлектродного промежутка. Фаза объемного тлеющего разряда является полезной во многих практических приложениях (например, в лазерной технике, плазмохимии), т.к. объемное протекание тока позволяет однородно возбуждать (вводить и трансформировать электрическую энергию) в большие объемы газа. В то же время в коммутационной технике эта стадия разряда является нежелательной, т.к. проводимость плазмы при этом недостаточно высока, а напряжение горения иг, наоборот, большое, что препятствует достижению быстрых времен коммутации.
Длительность объемной фазы импульсного разряда зависит от величины внешнего прикладываемого напряжения, концентрации начальных электронов и определяется временем развития неустойчивостей, приводящих к переходу тлеющего разряда в искровой. Как свидетельствуют результаты экспериментальных исследований импульсного разряда высокою давления [29], переход от объемной стадии горения к канальной (контракция разряда) происходил- вследствие зарождения в приэлектродных областях плазменных неоднородностей (сильноточных электродных пятен), из которых в объем разряда начинают прорастать высокопроводящие искровые каналы. В настоящее время предложено несколько физических механизмов инициирования сильноточных катодных пятен в тлеющем разряде высокого давления [30,31], однако окончательные представления о процессах, ответственных за переход катодного слоя из тлеющего режима в дуговой, пока не сформировались. В значительной степени это обусловлено сложностью экспериментальных исследований катодных областей газового разряда при высоких давлениях вследствие малых размеров этих областей (при давлении газа Р ~ 1 атм характерные размеры катодных областей лежат в пределах 10'2 - 10*4 см). Строгое теоретическое исследование ирикатодных процессов в большинстве случаев также оказывается затрудненным из-за наличия в
11
приэлектродных областях сильных градиентов потенциалов, концентраций и температур. Формирование анодных пятен объясняется на основе механизма, предложенного в [32].
Следующая фаза контракции - стадия прорастания из сильноточного электродного пятна высокопроводящего канала по слабопроводящей плазме самостоятельного тлеющего разряда - оставалась к моменту выполнения данной работы малоисследованной экспериментально и не имела удовлетворительного теоретического объяснения.
К настоящему времени получены объемные газовые разряды с длительностью горения 10‘8 - 10'5с [33], объемом возбуждаемой среды ~ 105 см3 [34] и рабочим давлением до 14 атм [35].
Следует, однако, отметить, что несмотря на то, что импульсный объемный разряд широко используется в лазерной и коммутационной технике, в других областях промышленности, таких как плазмохимия, обработка материалов, газоочистка данная форма разряда широкого применения не получила. Связано это, как и в случае с импульсной короной, с технической сложностью генераторов высоковольтных импульсов с большой средней мощностью.
Таким образом, можно констатировать, что в настоящее время способы получения сильнонеравновесной низкотемпературной плазмы при атмосферном давлении технически сложны и дорогостоящи, что сдерживает широкое внедрение перспективных плазменных технологий в народное хозяйство. В значительной степени технические проблемы связаны с импульсным характером генерирования плазмы, т.к. к параметрам импульсов напряжения предъявляются весьма жесткие требования. В этой связи проблема создания стационарной сильнонеравновесной низкотемпературной плазмы при атмосферном давлении имеет большое практическое значение потому, что источники постоянного напряжения большой мощности уже давно серийно выпускаются промышленностью и они просты в эксплуатации. Данная проблема представляет значительный научный интерес как для физики газовых разрядов, так и для физики сильнонеравновесных сред. Известно [36], что стационарная сильнонеравновесная плазма получается в тлеющем разряде постоянного тока. Однако прот екание электрического тока через газ приводит к его разогреву, что является причиной развития в плазме тепловой неустойчивости [37]. В результате развития этой неустойчивости происходит контракция разряда, т е. резкое поперечное сжатие области протекания тока в высокопроводящий шнур, при этом плазма переходит в равновесное состояние. В классическом тлеющем разряде низкого давления (Р ^ 1 Тор) в длинных трубках выделяющееся в газе тепло отводится за счет теплопроводости к стенкам трубки. Однако по мере роста давления газа теплопроводностный механизм отвода тепла становится
12
малоэффективным и поэтому при создании пространственно однородной неравновесной плазмы при повышенном давлении газа (десятки Тор) используется конвективный отвод тепла из области разряда [38]. Для реализации конвективного способа охлаждения газа осуществляется принудительная прокачка газа через разрядную зону, при этом применяется как поперечная, так и продольная ориентация газового потока относительно направления электрического тока. Использование быстрой прокачки газа позволяет эффективно удалять из разряда выделяющееся там тепло, возбужденные частицы, продукты плазмохимических реакций и тем самым предотвращать развитие так называемых объемных неустойчивостей, которые формируют высокопроводящий канал сразу по всей длине межэлектродного промежутка. Удельный энерговклад в разряд в этом случае возрастает в 102 - 103 раз по сравнению с классическим тлеющим разрядом в длинных трубках. Дальнейшему повышению уровня энерговклада и рабочего давления препятствуют приэлектродные неустойчивости, развитие которых также приводит к контракции разряда. Физические причины смены механизмов контрагирования заключены в особенностях пространственной структуры тлеющего разряда. Известно, что протекание тока в приэлектродных областях тлеющего разряда подчиняется закону «нормальной» плотности тока [39], согласно которому плотность тока в этих областях увеличивается с ростом давления газа 0 ~ Р2 при малых Р и ] ~ Р43 при высоких Р [40]), в то время как плотность тока в плазменном столбе сравнительно слабо зависит от давления. Поэтому при повышенных давлениях газа (Р >10 Тор в молекулярных газах) плотность тока в приэлектродных областях оказывается существенно выше, чем в плазменном столбе. Так как напряженность электрического поля в катодной и анодной областях также значительно выше, чем в плазменном столбе, то вполне закономерно, что именно в этих областях прежде всего достигаются критические параметры для зарождения плазменных неоднородностей. Эффективным способом подавления приэлектродных неустойчивостей является секционирование и балластирование электродов, прежде всего катода. При секционировании поверхность электрода разбивается на отдельные элементы малой площади, которые разносятся друг от друга на определенное расстояние и подключаются к общему источнику питания через индивидуальные балластные сопротивления. Расстояние между отдельными секциями обычно выбирают таким образом, чтобы оно было существенно меньше расстояния между катодом и анодом. В этом случае неоднородной оказывается лишь небольшая часть разряда вблизи электрода, харакгерный размер которой порядка расстояния между отдельными секциями. Секционирование позволяег решить ряд важных для создания тлеющего разряда высокого давления проблем:
1. Достигается согласование областей протекания тока в объеме и на электродах.
13
2. Ограничивается величина тока, протекающего через каждый катодный элемент.
3. Балластирование каждого электродного элемента индивидуальным сопротивлением позволяет свести к минимуму взаимное влияние различных частей разрядного объема.
Ограничение тока имеет особо важное значение для предотвращения развития неустойчивостей, т.к. известно [31], что для перехода катодного слоя из тлеющего режима в преддуговой необходима определенная степень аномальности, т.е. определенный ток на электродный элемент заданной площади. Также существует минимальный пороговый ток зажигания дугового пятна [41].
В работе [42] показано, что с увеличением давления рабочего газа размер отдельного катодного элемента должен уменьшаться. При давлении газа Р ~ 1 атм эти размеры значительно меньше, чем межэлсктродное расстояние, и в этом случае геометрия разрядного промежутка приближается к геометрии коронною разряда. Как известно [43], короной называется слаботочный самостоятельный газовый разряд в резконеоднородном поле, т.е. когда один электрод (или оба) имеет малый радиус кривизны. Такая форма разряда при атмосферном давлении широко используется в различных технологических процессах [44]. Напряженность электрического поля возле электрода с малым радиусом кривизны значительно выше, чем в остальных частях разрядного промежутка, поэтому ионизационные процессы, обеспечивающие генерацию заряженных потоков, сосредоточены лишь в непосредственной близости от коронирующего электрода. Эту область разрядного промежутка называют генерационной и, как правило, она занимает малую часть объема короны, а падение потенциала на ней обычно мало по сравнению с напряжением на всей короне. Поэтому большая часть работ по короне посвящена исследованию внешней (дрейфовой) части, в которой происходит дрейф заряженных частиц. К началу выполнения данной диссертации в гораздо меньшей степени был прояснен вопрос о структуре и свойствах генерационной зоны как отрицательной, так и положительной короны. Можно отметить работы [43,45,46], в которых сформулированы уравнения отрицательной короны в коаксиальной геометрии, приближенно рассчитана толщина генерационной зоны [43] и сделано несколько численных расчетов структуры всего промежутка, включая и генерационную зону. Согласно классификации газовых разрядов, предложенной в [47], отрицательная корона и тлеющий разряд относятся к одному типу, поскольку поддержание тока в катодном слое этих разрядов обеспечивается однотипными процессами - лавинным размножением электронов, эмитированных с катода за счет потенциального вырывания положительными ионами, возбужденными частицами, а также за счет фотоэмиссии. В этой
14
связи возникает естественный вопрос, имеющий принципиально важное значение как для теории коронного разряда (особенно в случае коротких разрядных промежутков, когда изменения параметров генерационной зоны сказываются как на величине полного тока короны, так и на его распределении в межэлсктродном промежутке), так и для понимания общих и различительных черт между коронным и тлеющим разрядом - вопрос о законе нормальной плотности тока на катоде в коронном разряде. Однако в научной литературе этот вопрос не получил должного освещения. Также оставался открытым вопрос и о структуре генерационной зоны положительной короны.
Исследование пространственной структуры генерационной зоны стационарной положительной короны и ее эволюции с ростом тока представляет фундаментальный интерес по нескольким причинам.
Во-первых, до настоящего времени при расчетах вольт-амперной характеристики (ВАХ) стационарной положительной короны широко используется упрощенный подход, разработанный для отрицательной короны [43,48,49]. В рамках этого подхода считается, что практически все прикладываемое к электродам напряжение приходится на внешнюю область короны на том основании, что размер генерационной зоны много меньше размера внешней области. Однако для положительной короны условие применимости упрощенного подхода выполняется лишь при малых токах короны и все более нарушается с ростом тока, поскольку известно, что генерационная зона «распухает» с током [43] и при больших токах эта зона может занять основную часть межэлектродного промежутка. Поэтому для корректного описания ВАХ положительной короны необходимо детальное изучение структуры и ВАХ генерационной зоны.
Во-вторых, как свидетельствуют экспериментальные исследования, развитие нестационарного стримерного режима в положительной короне в коротких межэлектродных промежутках (<1 < 5 см) происходит в большинстве случаев из режима стационарной короны. При этом эмпирический критерий перехода лавины в стример
\а,сЫ*\%-гъ
о
не выполняется (а* - ионизационный коэффициент Таунсенда, с! - длина межэлектродною промежутка). В этом случае наиболее вероятно, что зарождение стримера связано с локальным развитием какой-либо ионизационной неустойчивости в генерационной зоне. Для определения пороговых условий зарождения и формирования стримера необходимо знание пространственной структуры и ВАХ генерационной зоны. Следует отмстить, что данное утверждение относится как к положительной, так и к отрицательной короне.
15
В настоящее время для описания униполярной короны в воздухе широко используется приближенный метод Дейча-Попкова [48]. Математическая простота метода достигается за счет упрощения физической картины процессов в короне. Так, генерационная зона вблизи коронирующего электрода не рассматривается, так же как и элементарные процессы вне коронирующей области с участием электронов и разного copra ионов не принимаются во внимание. При этом реальные многокомпонентные потоки заряженных частиц в межэлектродном промежутке заменяются обобщенным потоком однотипных абстрактных ионов. Влияние зарядовой кинетики в методе Дейча-Попкова учитывается опосредованно введением эффективной подвижности для абстрактных ионов, которая может меняться в направлении вдоль тока.
В случае коротких газоразрядных промежутков (d 5 3 см), протяженность которых сравнима с длиной прилипательной трансформации электронного потока в ионный, неучет кинетики электронов при описании токопереноса в промежутке становится неправомочным. Кроме того, на малых расстояниях от коронирующего электрода весьма существенны геометрические эффекты, обусловленные наличием токовых пятен в генерационной зоне коронирующего электрода и неодномерной картиной растекания тока из них. Физические причины этого влияния заключены в том, что геометрическое спадание плотности тока по мере удаления от коронирующего электрода эквивалентно действию объемного отлипания электронов и потому приводит к увеличению длины установления тока отрицательных ионов. Отмеченные особенности указывают на необходимость применения новых подходов к изучению коронного разряда с короткими межэлектродными промежутками.
Несмотря на то, что отрицательный коронный разряд был объектом многочисленных исследований, целый ряд особенностей этого разряда не имел удовлетворительного физического объяснения к началу выполнения данной работы. В 1938 г. Тричел [50] обнаружил, что отрицательная корона в воздухе в широкой области средних токов нестационарна и представляет собой регулярную последовательность коротких токовых импульсов, которые получили название импульсов Тричела. Он же тогда предположил, что основную роль в возникновении этих импульсов играют генерируемые положительный и отрицательный объемный заряды ионов, ослабляющие поле возле поверхности катода и приводящие к прекращению развития лавин. После выноса зарядов поле восстанавливается, и вблизи острия опять возникают условия для пробоя.
В последующих работах [51] было установлено, что новый импульс возникает в условиях, когда облако отрицательных ионов заведомо не успело продрейфовать до анода. Таким образом, предложенная картина не содержит критерия для развития последующих
16
импульсов и не объясняет, почему же не реализуется стационарный режим (легко показать, что стандартная система дрейфовых уравнений вместе с уравнением Пуассона имеет стационарное решение). В теоретических работах [52,53] все усилия были направлены на объяснение формы первого импульса тока короны. При попытке расчета дальнейшей эволюции короны модели давали либо затухание тока, либо выход на стационарный режим без пульсаций. Кроме того, в данной диссертационной работе было впервые экспериментально установлено, что импульсно-периодический режим горения отрицательной короны может быть реализован и в электроположительных газах, что опровергает утверждения, сделанные в более ранних работах [54]. Данная ситуация свидетельствовала о том, что истинный механизм этого интересного явления не установлен и стимулировала автора диссертации на проведение исследований в этой области.
Положительный коронный разряд при постоянном напряжении чаще всего горит в нестационарной стримерной форме, когда от анода в глубь промежутка распространяются отдельные каналы, при этом корона достаточно интенсивно шумит, а ее свечение резко пульсирует [55]. Однако при определенных сочетаниях кривизны электродов, состава и давления газовой смеси, а также величины межэлектродного промежутка и приложенного напряжения корона горит вполне спокойно [56]. В таком режиме коронирующее свечение, похожее на диффузное свечение катодного слоя тлеющего разряда, однородно покрывает поверхность короннруюшего электрода. Этот режим горения положительной короны называется ультракороной или, основываясь на визуальном сходстве коронирующего электрода со свечением катодного слоя классического тлеющего разряда, тлеющей положительной короной. Необходимо отметить, что форма положительного коронного разряда (стримерная или ультракорона) оказывает значительное влияние на величину напряжения, при котором происходит перемыкание межэлектродного промежутка высокопроводящим искровым каналом [55]. В том случае, когда корона имеет стримерную форму, это напряжение заметно меньше, чем при ультракороне. Однако следует отметить, что в литературе до сих пор нет единого мнения о физическом механизме ультракороны. В этой ситуации априорное определение экспериментальных параметров, обеспечивающих существование ультракороны, не представляется возможным. Так, в ранних работах [57] было сделано утверждение, справедливое для их экспериментальных условий, что ультракорона в электроположительных газах (например, в Ы2, Аг) не реализуется. Этому утверждению в некоторых работах [58] стали придавать абсолютный смысл, что ультра корона в электроположительных газах вообще не может быть реализована. Однако к настоящему времени обнаружено существование ультракороны в N2 [59], Аг [60]. Наши
17
эксперименты также показывают возможность реализации ультракороны в чистых Ar, Не, Na.
Долгое время считалось, что при фиксированном напряжении на электродах ток положительной ультракороны постоянен. Однако в начале 70-х годов в работе [61] было обнаружено, что ультракорона в воздухе, по внешнему виду однородная и стационарная, на самом деле самопроизвольно и регулярно пульсирует с высокой частотой (105 -з- 106 Гц). Для условий экспериментов этой работы амплитуда токовых пульсаций была невелика (< 8%), поэтому для более уверенной идентификации автоколебательного режима автор [62] рекомендует использовать регистрацию световых импульсов, глубина модуляции которых в их условиях была близка к 100%. Следует подчеркнуть, что к началу выполнения данной диссертации в литературе были известны немногочисленные и фрагментарные исследования нестационарных явлений в ультракороне [63], результаты которых зачастую находились в противоречии друг с другом. Так, в работе [62] утверждается, что свет от всех участков коронирующей области пульсирует синхронно, однако в [63] говорится, что корреляция световых пульсаций существует лишь для близко расположенных участков короны. Второе утверждение [62] состоит в том, что наличие электроотрицательных примесей
принципиально необходимо для возникновения автоколебательного режима ультракороны. Однако в работе [60] наблюдали автоколебания в чистом аргоне, а в наших экспериментах [64-66] - в разных электроположительных газах (аргон, гелий, азот) с большой глубиной модуляции ( ~ 90 %) как токовых, так и световых сигналов. Физические механизмы пульсаций ультракороны интенсивно обсуждаются в последнее время [58,67], при этом также высказываются противоположные утверждения. Так, например, в работе [58] утверждается, что распад отрицательных ионов принципиально необходим для
существования колебаний, результаты численных расчетов в работе [67] свидетельствуют, что отлипание электронов подавляет развитие колебаний.
В данной диссертации с использованием современной быстродействующей экспериментальной техники выполнены подробные экспериментальные исследования
автоколебательных режимов ультракороны в воздухе и азоте в широкой области
экспериментальных параметров. Полученные экспериментальные результаты послужили основой для создания теоретической модели этого явления. Численные расчеты по этой модели, выполненные A.A.Дерюгиным, привели к результатам, которые хорошо согласуются с экспериментальными, что дает основание утверждать об установлении истинного физического механизма автоколебательного режима в ультракоронс.
18
В научной литературе устоялось мнение, что с ростом тока диффузная стационарная корона обязательно переходит в резко неоднородную и нестационарную форму разряда -искру [47,54,55]. В настоящей работе впервые экспериментально реализован непрерывный переход от диффузной отрицательной короны к стационарному тлеющему разряду и детально исследуется это новое физическое явление [68-71].
Стационарный тлеющий разряд атмосферного давления (ТРАД) в воздухе, полученный при непрерывном переходе от коронного разряда, является уникальным физическим объектом. Необычное сочетание условий (высокая напряженность электрического поля ЕЛ4 = 70-4- 100 Тб, большая плотность газа Р = 1-2 атм, сравнительно высокая плотность плазмы пс * Ю10 см'3, п* « 10п см'3, п. « 10Псм'3, значительная удельная плотность мощности, вкладываемой в газ, ]Е « 300 Вт/см3) приводит к проявлению новых физических эффектов (например, значительный отрыв температуры ионов от температуры нейтральных частиц), которые не имеют места в тлеющем разряде низкого и среднего давления.
Отмеченные выше уникальные характеристики стационарного тлеющего разряда атмосферного давления свидетельствуют о том, что плазма ТРАД сильнонеравновесна (Тс =2.5 - 5 эВ » Тгаза ~ 300°К). В этих условиях в плазме должна происходить эффективно наработка химически активных частиц (атомов, радикалов, возбужденных частиц и т.д.), которые инициируют протекание многообразных химических реакций, в частности, реакции удаления вредных газообразных примесей. Большие потенциальные возможности ТРАД в этой области исследуются в диссертации на примере удаления окислов серы и азота, а также паров летучих органических растворителей.
Проблема контракции тлеющего разряда (т е. резкого сужения области протекания тока) является одной из основных в физике тлеющего разряда повышенного давления Важность этой проблемы обусловлена тем, что при контракции происходит потеря неравновесности плазмы и, соответственно, большинства ее полезных свойств. Поэтому процесс контракции интенсивно исследуется с целью определения физических механизмов этого явления. Как уже отмечалось выше, контракция тлеющего разряда повышенного давления происходит в две стадии: первая - зарождение плазменных неоднородностей в приэлектродных областях разряда, и вторая - прорастание из этих неоднородностей в объем разряда высокопроводящих шнуров. Условия распространения высокопроводящсго шнура по слабопроводящей плазме тлеющего разряда существенно отличаются от условий распространения стримера в сильноперенапряженном промежутке. Поэтому определение круга процессов, определяющих динамику распространения токового шнура по
19
слабоионизованной плазме, представляет значительный интерес для идентификации механизма контракции. К началу выполнения данной диссертации в литературе не было единого мнения о роли нагрева нейтрального газа в головке и объеме токового шнура [72]. Открытым также оставался вопрос о температуре электронов в шнуре, величине приведенной напряженности электрического поля. Вместе с тем экспериментальные сведения по этим вопросам являются базисными для обоснования конкретного механизма контракции.
Перечисленный выше круг нерешенных принципиальных вопросов в физике коронного и тлеющего разрядов и составил программу исследований и цель данной диссертации.
Диссертация состоит из Введения, восьми глав, Заключения и списка цитируемой литературы. Каждая глава содержит обзор литературы по рассматриваемому вопросу, отражающий его современное состояние с указанием нерешенных физическим проблем. Далее следует постановка решаемой задачи, описание условий эксперимента, после чего излагаются результаты проведенных исследований и их обсуждение. Завершают каждую главу выводы, в которых кратко излагаются основные результаты проведенных исследований и следствия из них.
В первой главе содержится описание конструкций электродных систем, использованных автором для создания коронного и тлеющего разрядов. Представлены схемы и описание экспериментальных установок, на которых проводились исследовашш по удалению с помощью тлеющего разряда атмосферного давления вредных газообразных примесей. Описаны экспериментальные диагностики, которые применялись автором для проведения физических и илазмохомических исследований коронного и тлеющего разрядов.
Во второй главе представлены результаты экспериментальных и расчетно-теоретических исследований структуры и вольтамперных характеристик генерационных зон отрицательной и положительной короны, а также всего разряда с малым межэлектродным рассгоянием (сравнимым с длиной конверсии электронов в ионы). Проведены экспериментальные измерения плотности тока на катоде в отрицательной короне с разными радиусами катода, продемонстрировавшие постоянство плотности тока с ростом тока короны. С использованием модели Энгеля-Штеенбека для катодного слоя тлеющего разряда проведен анализ генерационной зоны и показано наличие минимума у вольт-ампернон характеристики ионизационного слоя отрицательной короны, т.е. подтверждено обнаруженное экспериментально существование закона «нормальной» плотности тока в отрицательной короне. Установлена зависимость плотности тока в минимуме («нормальной»
20
плотности тока) от геометрии катода. Приведены результаты детальных теоретических и экспериментальных исследований пространственной структуры генерационной зоны положительной короны в цилиндрической геометрии. Прослежена эволюция этой зоны с ростом тока вплоть до ее отрыва от анода и перехода генерационной зоны в режим катодного слоя тлеющего разряда. Полученные результаты позволяют оценить предельные токи, после которых диффузная положительная корона переходит в тлеющий, а затем в искровой разряды. Проводится сравнение теоретических результатов с экспериментальными. Представлены результаты исследований пространственной структуры и ВАХ отрицательной и положительной короны в коаксиальной геометрии с малым межэлектродным зазором (сравнимым с длиной конверсии электронного потока в ионный) в воздухе. Показано, что в этом случае определяющую роль играет кинетические (прилипание и отлипание электронов, рекомбинация заряженных частиц и др.) и геометрические (неодномерное растекание тока из токовых пятен на коронирующем электроде) эффекты, которые несущественны при описании протяженной короны. Установлено, что фотоионизация газа вблизи коронирующего электрода не играет существенной роли в механизме стационарной положительной короны.
Третья глава содержит результаты исследований нестационарного режима отрицательной короны (импульсов Тричела). Прослежена динамика установления импульсного режима отрицательной короны. Определены параметры первого импульса (амплитуда, длительность, время задержки от момента подачи напряжения) в зависимости от величины прикладываемого напряжения. Обнаружено новое, неизвестное в литературе, явление в динамике импульсов Тричела - гистерезис импульсного режима: ток исчезновения импульсов Тричела при подъеме напряжения значительно превышает ток появления импульсов при уменьшении напряжения. Дано физическое объяснение этому явлению Представлены результаты исследований влияния газодинамических и геометрических факторов на параметры и область существования импульсов Тричела. Впервые реализовано безимпульсное развитие отрицательной короны - ток разряда плавно увеличивается с ростом напряжения и обнаружена генерация импульсами Тричела слабых ударных волн в межэлектродном промежутке. Впервые реализован импульсный режим отрицательной короны в электроположительных газах (N2, Ат), приведены характеристики импульсов в этих газах. Проводится сравнение экспериментальных результатов с результатами численных расчетов в рамках нестационарной полуторамерной (1.5 Э) модели, позволившее установить физический механизм колебательного режима отрицательной короны.
21
Четвертая глава посвящена исследованию автоколебательного режима положительной короны в воздухе и азоте. Впервые реализован автоколебательный режим положительной короны в электроположительном газе - азоте нулевой чистоты (спектрально чистый азот - 99,999% N2). Представлены экспериментальные результаты по определению области существования автоколебательного режима в положительной короне в воздухе и азоте. Установлено существенное влияние давления газа, размера анода и степени прозрачности катода на область существования автоколебаний. Приведены результаты экспериментальных и расчетно-теоретических исследований амплитудно-частотных характеристик автоколебаний тока в широком диапазоне экспериментальных условий. Показано, что степень прозрачности катода сильно влияет на амплитуду импульсов, не изменяя частоту их следования. Представлены результаты по влиянию локального нагрева газа в генерационной зоне на параметры импульсов тока. Установлено, что нагрев газа приводит к значительному увеличению амплитуды колебаний без изменения частоты их следования, при этом данный эффект усиливается с понижением давления газа. Приведены результаты динамических оптических исследований свечения генерационной зоны положительной короны. Обнаружено, что визуально однородное свечение ультракороны состоит из множества мелких нерегулярно расположенных и нестационарных во времени токовых пятен, характерный размер которых уменьшается с ростом давления. Установлены фазовые соотношения между колебаниями тока разряда и световыми пульсациями.
Пятая глава содержит результаты исследований перехода отрицательной короны в режим тлеющего разряда для различных конфигураций межэлектродного промежутка. Описываются условия, при которых впервые реализован непрерывный переход коронного разряда в тлеющий. Установлено, что критический ток перехода зависит от размерности геометрии области растекания тока вблизи коронирующего электрода, увеличиваясь с ростом размерности. Показано, что значительное влияние на величину тока перехода оказывает величина скорости газового потока и размер межэлектродного промежутка. Проводится сравнение экспериментальных результатов с результатами численных расчетов по 1.5-мерной модели, позволившее установить механизм перехода короны в режим тлеющего разряда и вывести физический критерий для этого перехода.
Шестая глава посвящена экспериментальному и расчетно-теоретическому исследованию стационарного тлеющего разряда при атмосферном и сверхатмосферном давлении в сухом и влажном воздухе. Представлены результаты экспериментальных исследований пространственной структуры ТРАД, интегральных вольт-амперных характеристик и предельных значений напряженности электрического поля разряда в
22
зависимости от давления, скоросги прокачки газа и содержания паров воды. Установлено, что продольное электрическое поле однородного поперек тока плазменного столба ТРАД в воздухе однородно по длине промежутка. Полученные экспериментальные результаты стали базой для создания одномерной расчетно-теоретической модели зарядовой и плазмохимической кинетики тлеющего разряда атмосферного давления. Из сравнения экспериментальных и расчетных результатов установлена определяющая роль кинетики отрицательных ионов в механизме протекания тока ТРАД. Показано, что в сильном электрическом поле ТРАД температура ионов значительно превышает температуру нейтральных частиц, что оказывает существенное влияние на кинетику ионов (рекомбинацию, отлипание). Разработанная модель хорошо описывает характеристики тлеющего разряда атмосферного давления в сухом и влажном воздухе.
В седьмой главе изложены результаты исследований по применению тлеющего разряда атмосферного давления для решения ряда экологических проблем: генерации озона, удаления окислов серы и азота, паров летучих органических растворителей. Показано, что ТРАД является высокопроизводительным генератором химически активных частиц. 'Гак, удельное производство озона с единицы площади электродов в ТРАД в 100 и более раз превышает аналогичную характеристику для барьерного разряда. Приведены результаты удаления диоксида серы в тлеющем разряде, показана важная роль влажности обрабатываемого газа в эффективности удаления БОг. Дано качественное объяснение полученным результатам. Представлены результаты исследований по удалению моно оксида азота N0 из реального отходящего газа водогрейного котла. Полученные результаты обсуждаются в рамках созданной кинетической модели, проводится сравнение экспериментальных результатов с расчетными. Приведены данные по удалению толуола из модельных смесей. Подчеркивается определяющая роль влажности смеси в эффективности удаления толуола. Представлены результаты расчетно-теоретического анализа эффективности ТРАД как генератора химически активных частиц, свидетельствующие о больших потенциальных возможностях тлеющего разряда атмосферного давления для решения как экологических проблем, так и других народнохозяйственных задач.
Восьмая глава посвящена исследованию некоторых проблем контракции тлеющего разряда повышенного давления и парами ров плазмы в ко нтра гиро ван ном состоянии.
Представлены экспериментальные результаты по измерению нагрева газа в головке и теле контрагирующего шнура в процессе его распространения по слабопроводящей плазме тлеющего разряда и после перемыкания им межэлектродного промежутка. Установлено, что нагрев газа в шнуре в процессе его развития незначителен. Этот факт имеет принципиальное
23
значение для установления механизма распространения шнура. Приведены результаты измерения температуры нейтрального газа и электронов в контрагированном шнуре. Полученные результаты свидетельствуют о том, что плазма контрагированного шнура неравновесна (Тс » Тгам), предложен механизм создания и поддержки высокой проводимости плазмы.
В заключении кратко сформулированы основные выводы и результаты, полученные в диссертации, и их практическая ценность.
В диссертации представлено 133 рисунка. Список цитируемой литературы состоит из 211 наименований.
Научная новизна исследований.
1. Проведены экспериментальные измерения плотности тока на катоде в стационарной отрицательной короне. Установлено, что в генерационной зоне формируется режим с нормальной плотностью тока, сходный по природе с режимом катодной области тлеющего разряда. С использованием лавинных представлений выполнен анализ структуры и вольт-амперной характеристики генерационного слоя отрицательной короны. Показано наличие минимума у вольт-амперной характеристики ионизационного слоя короны, установлена зависимость плотности тока, толщины слоя и падения потенциала на нем от радиуса кривизны коронирующего электрода.
2. Проведены экспериментальные исследования но определению области существования стационарной диффузной положительной короны в зависимости от давления газа, показана возможность ее перехода в режим тлеющего разряда. В рамках лавинных представлений выполнен анализ пространственной структуры генерационной зоны положительной короны. Исследована эволюция этой зоны с ростом тока разряда. Установлено, что генерационная зона отрывается от анода и переходит в режим катодного слоя тлеющего разряда. Проведено сравнение полученных теоретических результатов с экспериментальными, определена область применимости развитых теоретических представлений.
3. Проведены исследования пространственной структуры отрицательной и положительной короны в воздухе при малых межэлектродных зазорах, протяженность которых сравнима с длиной прилипательной трансформации электронного потока в ионный. Показано, что корректный расчет вольт-амперных характеристик в этом случае возможен только при учете реальной зарядовой кинетики. В отрицательной короне важен учет эффектов
24
- Київ+380960830922