Пространственно-временная структура возбуждения газа волной прибоя

- 2 -
ВВЩЕНИЕ
Объемный наносекундный газовый разряд нашел практическое применение при создании мощных импульсных газовых лазеров, без-индуктивных коммутаторов, импульсных источников света и плазыо-химических реакторов. Для такой формы разряда характерно однородное по сечению разрядного промежутка протекание тока, величина которого может превышать десятки и сотни ампер. Как правило, объемная форма реализовалась на начальной стадии развития разряда при быстром включении в разрядном промежутке электрического поля. Большинство экспериментальных исследований по изучению объемной стадии разряда были выполнены в условиях, когда ыежэлекгродное расстояние не превышало поперечные размеры разрядного промежутка. Это ограничивало объем рабочей среды технических устройств.
Проблему инициирования наносекундного разряда в больших объемах можно решить путем развития пробоя в длинных разрядных трубках, заполненных рабочим газом. Экспериментально было установлено, что значительное увеличение межэлектродного расстояния приводит к тому, что развитие пробоя осуществляется волновым образом.
В этом случае наблюдается перемещение по разрядному промежутку фронтов свечения и потенциала со скоростями, составляющими десятые доли скорости в света. Волна пробоя, или, как часто ее называют, ионизующая волна градиента потенциала, возникает, при резком изменении, т.е. за несколько наносекунд, потенциала одного из электродов разрядного промежутка. Распространение волны происходит от высоковольтного электрода к низковольтному.' Во фронте волны идет интенсивная ионизация газа, обеспечивающая подвод к фронту электромагнитной энергии от высоковольтного электрода по хорошо проводящему столбу плазмы.
В настоящий момент, экспериментальное изучение природы волны
- 3 -
пробоя и возможностей ее практического применения продолжается. Появились первые теоретические модели, объяснявшие отдельные характерные особенности таких быстрых волн. Но, несмотря на прогрессивные темпы исследования волн пробоя, вопрос о характере пространственного развития волны до настоящего времени не рассматривался.
Настоящая работа посвящена исследованию пространственной динамики развития объемного нанос екундного разряда при волновом пробое. Конкретные исследования были связаны с изучением пространственной формы свечения газа, возбуждаемого волной, и влияния на форму начальных условий: давления, предионизации, размеров разрядной трубки. Исследования проводились с помощью синхронизованной с волной пробоя электронно-оптической системы, работавшей в покадровом режиме регистрации с временем экспозиции отдельного кадра I 2 нс. Особенностью разработанной и созданной нами электронно-оптической системы являлась высокая степень синхронности работы регистрирующей камеры с исследуемым процессом. Способность системы работать в периодическом режиме позволили с ее помощью производить регистрацию излучения хорошо воспроизводимого процесса развития волнового пробоя в режиме накопления изображения. Благодаря жесткой синхронизации пробоя и электронно-оптической камеры, фиксация изображения проводилась в режиме кинорегистрации с частотой смены кадра 10^ кадр/с. Особенность использованной нами системы кинорегистрации состояла в том,что временной сдвиг между кадрами был меньше длительности экспозиции каждого кадра. Такой режим съемки позволял выявить временные изменения в процессе развития пробоя, характерные времена которых были меньше длительности экспозиции.
Для создания электронно-оптической системы кинорегистрации был использован газоразрядный формирователь наносекундных ишуль-сов. Такому формирователю были присущи временная стабильность
- 4 -
формируемого импульса, хорошая повторяемость формы импульса при
О
ресурсе работы на уровне 10 включений. Такой ресурс был обусловлен однородной по объему трубки формирователя формой разряда. Временная калибровка электронно-оптической системы проводилась по разработанной нами оперативной методике с помощью высокостабильных наносекундных источников излучения. Экспериментально было показано, что газоразрядный источник излучения, в котором однородное возбуждение газа осуществлялось волной пробоя, обладает ре-
7
сурсом работы выше Ю срабатываний.
Практическая ценность представляемых результатов заключается как в определении пространственного возбуждения газа, в качестве которого может выступать рабочий газ импульсных лазеров либо плазмохимических реакторов, так и в создании высокостабильных источников излучения и формирователей электрических импульсов. Использование последних позволило создать синхронизованную электроннооптическую систему кинорегистрации повторяющихся процессов. Наличие высокостабильных источников излучения необходимо при калибровке фотоприемников и создании эталонных импульсных источников излучения.
Материал диссертации представлен в пяти главах.
В первой главе диссертации дан обзор литературы, посвященный развитию наносекундных разрядов и электронно-оптическим методам регистрации пространственной картины развития пробоя. Структурно глава разделена на четыре части: в первых трех частях представлен обзор существующей литературы, четвертая часть посвящена * постановке решаемой задачи.
В первой части обзора рассмотрены условия, необходимые для создания объемных разрядов наносекувдной длительности в коротких газовых промежутках. Однородность такого разряда обеспечивается как быстрым включением сильного электрического поля, так и нали-
- 5 -
чием в промежутке начальных электронов. Наличие сильного электрического поля создает в разрядном промежутке условие сильной не-равновесности: интенсивного нагрева электронов вплоть до режима непрерывного их ускорения в отсутствии нагрева газа. Объем, в котором происходит развитие наносекундного разряда с присущими ему неравновесными условиями, можно существенно увеличить при инициировании разряда волной пробоя в длинном промежутке. Характерные черты волнового пробоя представлены во второй части обзора. Отмечен сложный характер развития волны пробоя в длинном промежутке, который, фактически, представляет собой линию с распределенными параметрами. Представлены результаты наблодений пространственно-временной картины излучения при пробое длинных разрядных промежутков в различных условиях и конструкциях разрядных устройств.
Третья часть обзора посвящена путям решения проблемы по созданию электронно-оптических систем регистрации с наносекувдным разрешением. В первую очередь, эта проблема связана с выбором активных элементов для управления электронно-оптической камерой. Кроме того, при работе регистрирующей системы необходимо исполь-зованифперативных методик временной калибровки. Обязательными элементами для реализации этих методик являются высокостабильные излучатели. Для создания активного элемента, коммутирующего управляющий импульс, а такде высокостабильного.излучателя, целесообразно использовать устройства, в которых пробой осуществляется по предварительно ионизованному промнжутку.
В заключительной части обзора сформулирована постановка задачи.
Во второй главе диссертации приведено детальное описание блок-схемы эксперимента и электронно-оптической системы регистрации. В качестве исследуемого объекта был выбран волновой про-
- б -
бой длинной разрядной трубки, окруженной проводящим экраном. Регистрация осуществлялась с помощью электронно-оптической камеры, работавшей в покадровом режиме с экспозицией I + 2 . не. Достоинством данной электронно-оптической системы является ее синхронное с развитием волны пробоя срабатывание. Синхронизация обеспечивалась малой временной нестабильностью самого волнового пробоя и использованием высокостабильного газоразрядного формирователя затворных наносекундных иг/пульсов. В этой же главе описаны методики синхронизации камеры с пробоем и измерения времени экспозиции кадра электронно-оптической системы.
Третья глава диссертации посвящена исследованию коммутирующих свойств газоаразрядного формирователя, используемого в качестве активного элемента в системе электронно-оптической регистрации. Рассмотрено влияние различных факторов на амплитуду и длительность формируемых высоковольтных импульсов.
В четвертой главе представлены результаты экспериментального исследования формн волны пробоя и влияния на нее начальных условий. Установлено, что существуют три характерные формы: конусообразная, однородная по сечению трубки и пристеночная форма развития свечения. Найдено соответствие между переходом одной формы волны в другую, а также характером зависимости скорости волны от давления газа. Показано, что с помощью предварительной ионизации можно управлять волной пробоя, изменяя пространственную картину возбуждения газа и обеспечивая развитие волны при значительно более высоких давлениях газа.
Пятая глава посвящена изучению характеристик источника света, в котором разряд инициируется волной пробоя. Экспериментально определялся ресурс работы такого излучателя путем определения сохранения стабильности его характеристик интегрального и спектрального излучения.
- 7 -
В заключении диссертации сформулированы основные выводы.
Данная работа являлась частью работ по исследованию волнового пробоя, проводившихся в Институте высоких температур АН СССР в отделе плазмы под руководством доктора технических наук Асиновского Э.И.. Основные результаты диссертации опубликованы в работах [150-167] .
Автор выносит на защиту:
1. Систему синхронизованной с процессом электронно-оптической регистрации, способную работать как в однокадровом режиме с временем экспозиции I <• 2 не, так и в режиме кинорегистрации повторяющихся процессов с частотой смены кадров Ю*® кадр/с.
Оперативные м^егодики контроля синхронизации и измерения величины времени экспозиции кадра.
Газоразрядный формирователь наносекундных импульсов для управления затвором электронно-оптической камеры с амплитудой выше I кВ, длительностью на половине высоты меньше длительности фронта первоначального наносекундного пробойного импульса и временной нестабильностью воспроизводящихся по форме импульсов менее 0,1 не.
2. Результаты экспериментального изучения пространственно-временной картины возбуждения гелия волной пробоя и влияния на нее давления газа, предварительной ионизации газа, а также диаметра разрядной трубки.
Условия, при которых реализуется пространственно-однородное возбуждение газа.
3. Высокостабильный газоразрядный источник излучения видимого
7
света, тлеющего ресурс 2*10 импульсов и нестабильность амплитуды не более 1%.
- 8 -
УСЛОВНЫЕ ОБОЗНАЧЕНИЯ
1К - время развития первичной лавины до критического размера;
Иео - величина начальной концентрации электронов;
Ы. - коэффициент электронной ионизации Таунсенда;
е - заряд электрона;
Е - напряженность электрического поля;
£ - энергия электронов;
£ - расстояние между электродами; ширина фронта волны;
р - давление газа;
Еи3 - величина пороговой энергии неупругих процессов;
■ЦД - частота неупругих и упругих электрон-атомных соударений;
3, *■ - сила тока;
^ - плотность тока;
II . - амплитуда напряжения;
<с<р - длительность фронта пробойного импульса;
$ - площадь электродов и поперечного сечения разрядной
трубки;
У' - радиус трубок и электрода;
1>а - коэффициент амбиполярной диффузии;
*Те,гГ\)Тк_ температура электронов, ионов, атомов;
- частота следования импульсов;
^ - дрейфовая скорость электронов;
с1е - коэффициент электрон-ионной рекомбинации;
т?“ - скорость волны пробоя;
Л - длина волны излучения;
Д - характерная диффузионная длина.
- 9 -
ГЛАВА 1^ ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ
1.1. Особенности развития наносекундных объемных
разрядов
Интерес к импульсным газовы разрядам обусловлен их применением для создания активной среды газовых лазеров, безиндуктивной коммутацией импульсов тока и плазмохимических реакторов. Наибольшие перспективы имеет проблема объемного газового разряда при пробое газа высоковольтными наносекундными импульсами [г] . Пробой в этом случае развивается при наличии в газовом промежутке сильного электрического поля. Время протекания пробоя соизмеримо с временами протекания таких элементарных процессов, как рост лавин до критического размера и высвечивание возбужденных молещул.
В данной части обзора рассмотрены основные особенности развития наносекундных разрядов.
1.1.1. Однородное развитие разряда
При развитии наносекундного разряда характерно существование объемной стадии разряда, инициируемого в газах с давлением выше атмосферного, при протекании тока, сила которого достигала в некоторых случаях 10^ А [г] . Об однородности разряда судят по однородному свечению газа в промежутке. Переход от объемного развития разряда к его контрагированной форме начинал осуществляться уже после того, как сила тока достигала максимальной величины; в ряде случаев этот переход осуществлялся формированием нескольких контрагированных каналов. Временная задержка между началом развития пробоя и образованием каналов достигала десятков наносекунд, и могла быть больше длительности пробойного высоковольтного импульса.
Отсутствие неоднородности на начальном этапе развития раз-
- ю -
ряда обусловлено наличием существенного перенапряжения на разрядном промежутке, которое в определенных условиях затрудняет разви-
Характер развития импульсного разряда в газе в значительной мере зависит от силы тока инициирующих электронов і0 и степени однородности этого тока по поверхности катода. Если среднее время между появлением двух электронов с катода і = 4- > і „, то можно
С о **
считать, что разряд инициируется одиночными электронами. Увеличение тока іо до такой величины, когда начинает выполняться условие > ведет к одновременному развитию большого числа
электронных лавин и достижению больших токов еще до начала развития вторичных процессов на электродах, [і] .
Иными словами, когда разряд инициируется одиночными электронами, то имеется в виду, что пробой газового промежутка осуществляется без предварительной его ионизации, а в случае многоэлектронного инициирования - по предварительно ионизованному промежутку.
Пробой без ионизации. Электронно-оптические исследования [4] пространственной картины пробоя воздуха при его давлении 6,65 кПа без предварительного облучения катода от какого-либо источника, показали наличие объемного свечения на стадиях формирования разряда и начала роста тока.
В работе [б] аналогичные исследования проводились при атмосферном давлении воздуха и напряженности электрического поля Е. = 80 кВ/см в зазорах размером 4мм и 2 мм. После наложения напряжения на зазор, на катоде наблюдалось объемное свечение, которое затем распространялось к аноду, одновременно расширяясь в диаметре. Скорость распространения свечения в сторону анода составляла Ю8 см/с. Согласно результатам работы [б] , объемное раз-
тие стримера
- II -
витие разряда в воздухе сменялось образованием нескольких узких диффузных каналов. Пробой завершался слиянием узких каналов в один хорошо проводящий искровой канал. Малая величина концентрации начальных электронов была обусловлена тем, что облучение.катода УФ - излучением вспомогательной искры проводилось одновременно с приходом высоковольтного импульса на зазор. Повышение напряженности поля [7] не меняло характера развития пробоя.
Характерно, что объемной стадии развития пробоя присуще протекание несколько меньшего тока, чем при наличии искрового канала, и отсутствие спада потенциала высоковольтного элекгродаЩ.
Пробой предварительно ионизованного промежутка. Наличие в разрядном промежутке предварительной ионизации способствовало более продолжительному существованию объемной стадии разряда даже при давлении газа, существенно большем атмосферного [в] . В этом случае формирования узкого искрового канала не происходило даже на стадии быстрого роста тока, величина которого достигала нескольких сот ампер. Это подтверждалось сопоставлением эодограмм свечения при развитии разряда в коротком воздушном промежутке с осциллограммами напряжения на электроде [б,7,э] . Начальная концентрация электронов обеспечивалась за счет облучения катода
О
ультрафиолетовой вспышкой от искры за 10 с до прихода импульса на промежуток. Равномерное диффузное свечение возникало уже в первую наносекунду после приложения импульса напряжения. На стадии быстрого роста тока, протекавшего через промежуток, интенсивность свечения возрастала, а диффузный характер свечения после роста тока сохранялся в течение 15 не. Уменьшение давления газа при неизменном ^ вело к увеличению диаметра столба диффузного свечения и длительности фазы диффузного разряда. При 1,ЗЗкПа наблюдалась темная область катодного падения.
- 12 -
Исследование методом прерванного разряда пространственной картины свечения газа в межэлектродном воздушном промежутке на различных стадиях развития разряда [1] подтвердили результаты, полученные при электронно-оптической регистрации. Облучение поверхности катода производилось от коронирующего острия, расположенного в непосредственной близости к катоду.
Многоэлектронное инициирование объемного разряда дает возможность осуществлять пробой при напряжениях, близких к статическому пробивному напряжению, и даже ниже его [1] . Такой разряд реализовался при инициировании ультрафиолетовой вспышкой, [ю] . Альтернативный путь создания однородной по всему промежутку предионизации в газе высокого давления был предложен в работе [п] . Инициирование разряда производилось пучком бшрых электронов, когда пробой осуществлялся напряжением ниже статического пробивного напряжения. Кроме того, в условиях сильной неоднородности ионизации объема газа электронным цучком создавалось резкое искажение электрического поля в столбе разряда, за счет чего временная стабильность зажигания канала была ~1(Г9 с [ц] .
Контракция наносекундных объемных шзшдов. Длительность объемной стадии разряда ограничена контракцией, т.е. переходом объемного разряда в канальную стадию. Согласно [12 - 14] , контракция обусловлена формированием катодного пятна при дальнейшем стягивании токов в область пятна [15] .
При рассмотрении перехода от объемной стадии к искровому каналу выделяют, как правило, несколько этапов [14,1б] .
На первом этапе ток протекает равномерно по объему, и нано-секундный разряд аналогичен тлеющему разряду. На этом этапе возможно одновременное существование отдельных диффузных каналов. Длительность существования объемной стадии разряда уменьшается с
- ІЗ -
ростом давления и плотности тока [із] .
Через определенное время горения объемного разряда формируется катодный факел. С момента появления факела в спектре излучения разряда появляются линии материала катода [12] и микрократеры на поверхности катода [із] . Характерной особенностью этой стадии является перемыкание диффузным свечением темного прикатодного пространства над катодным пятном. При этом происходит локальный пробой области прикатодного потенциала.
Образование катодного пятна монет быть обусловлено неустойчивостью автоэлектронной эмиссии в катодном слое [17] , или пробоем диэлектрических включений и пленок на катоде за счет их зарядки потоком ионов [із] . Неустойчивость автоэлектронной эмиссии долина приводить к взрыву мыкроучастков поверхности катода с образованием центров взрывной эмиссии - катодных факелов. Результаты работы [і9] говорят о том, что величина электрического поля, необходимого для возникновения взрывной эмиссии, достигается за счет положительного объемного заряда ионов катодного слоя. В самостоятельном режиме объемного заряда [20,2Ї] , когда поле в разрядном промежутке сильное, такой фактор усиления элект ричекого поля на катоде, как зарядка диэлектрических включений и пленок ионным током, является дополнительным. Зтот фактор становится основным при развитии контракции в несамостоятельном объемном разряде [22] .
С появлением пятна происходит стягивание к нему тока [іб^ , приводящее к образованию диффузного канала с повышенной плотностью тока. После этого, внутри диффузного канала возникает анодное пятно.
Завершающим этапом контракции является прорастание высоко-проводящих искровых каналов от катодного и анодного пятна.
Необходимо отметить, что время формирования катодного пятна
- 14 -
увеличивается путем тренировки поверхности катода наносекундны-ми объемными разрядами в режиме горения с катодными пятнами [16,18] .
Условия, необходимые для зажигания объемного разряда. Анализ физических процессов на стадии зажигания объемного разряда говорит о том, что основными факторами, необходимыми для однородной ионизации газа при пробое являются: предварительная ионизация газа, начальное напряжение и крутизна переднего фронта пробойного импульса.
Однородность разряда, обусловленная наличием предионизацыи, обеспечивается за счет взаимного перекрытия электронных лавин, образованных первичными электронами [2з] . Для обеспечения такого перекрытия необходима определенная концентрация начальных электронов. Существующие литературные данные [24-29] дают сильно различающиеся величины начальной концентрации, необходимой для формирования однородного разряда: от Ю4 см“3 [2з] до Ю9 см-3 [28]. Тако.й разброс данных обусловлен тем, что и теоретические расчеты [25,27] , и экспериментальные результаты [24,28,29] , были получены для условий с различной величиной напряженности электрического поля б разрядном промежутке. Учет эффектов, связанных с полем, осуществленный в работах [24,25] , показал, что при фиксированном режиме предионизации существует определенный диапазон начальных напряжений, в пределах которого реализуется устойчивый объемный разряд. Верхний предел величины напряженности электрического поля определяется из учета того, что след каждой лавины содержит значительное число положительных ионов и возбужденных молекул, и является, вследствие этого, потенциальным каналом для развития ионизационной неустойчивости или формирования стримера. Поскольку начальная однородность сохранится лишь тогда, когда пе-
- 15 -
рекрытие электронной лавины осуществляется при незначительном
(по [24] - в два раза) размножении электронов в отдельной лави-/Зо<е Е
не, то ^>Л-32е- • Нижний предел величины напряженности .электрического поля определяется необходимостью достаточно быстрого воспроизводства электронов в области, покинутой электронами при их дрейфовом движении к аноду. Образование высокоионизованного слоя газа у поверхности анода обеспечивает переход от лавинной ионизации к объемному квазистримерному пробою. Критерий этого перехода определяется как ЗГп^ео('^р(<>1С)^ £ .
Выполнение этих критериев возможно только при достаточно большой крутизне фронта пробойного импульса напряжения, подаваемого на электроды. При временах нарастания, больших времени ухода электронов из прианодной плазмы, лавинная ионизация газа не происходит, и предложенные критерии могут не выполняться, несмотря на большую величину концентрации начальных электронов.
Эти выводы согласуются с результатами экспериментов [зО-Зб^ по исследованию влияния крутизны фронта импульса на однородность разряда, зажигавшегося при давлении газов, близком к атмосферному.
1.1.2. Роль электрического поля
Наличие сильного электрического поля в плазме ведет к тому, что средняя энергия электронов начинает превышать температуру тяжелых частиц. В этом случае, кинетические коэффициенты являются возрастащими функциями приведенного электрического поля [1]. Размывание электронного облака в газе, т.е. его расширение при продвижении по промежутку, также увеличивается с ростом поля. Теоретическое значение кинетических коэффициентов можно определить, зная только вид функции распределения электронов по энергиям.
Релаксация с&ункшш распределения электронов по энергии в
электрическом поле. Описание развития пробоя газа высоковольтны-
- 16 -
ми наносекундными импульсами требует рассмотрения нестационарного кинетического уравнения Больцмана с отличной от нуля правой частью, при наличии электрического поля.
На данный момент в литературе представлены несколько методов решения нестационарного кинетического уравнения Больцмана для описания релаксации функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) при резком изменении величины электрического ПОЛЯ [ЗЗ-Зз] . Отличие их состоит в том, какой вид имеет ФРЭЭвблизи пороговой энергии того или иного неупругого процесса. Taie, в модели бесконечного стока [33,34] ФРЭЭ обрезалась при энергиях,близких к потенциалу ионизации. В работах[з5,3б] принималось, что в области неупругих столкновений ФРЭЭ быстро спадала. Использование приближения бесконечного стока допустимо только в относительно слабых полях, когда выполняется неравенство [37,38] \ , где
Учет упругих потерь изменяет ФРЭЭ, вид которой становится отличной от равновесного максвелловского распределения [3S-42] . Динамика ФРЭЭ с учетом неупругих процессов была рассмотрена численно в работе [43] , где исследовалось нестационарное кинетическое уравнение с модельными сечениями элементарных процессов без учета ионизационного столкновительного члена. В нестационарном режиме ФРЭЭ была обогащена быстрыми электронами по сравнению со стационарным распределением при той же средней энергии. Однако, в рассмотренных условиях роль неупругих столкновений в энергетическом балансе электронов невелика по сравнению с упругими.
Влияние только упругих потерь на релаксацию ФРЭЭ в электрическом поле было рассмотрено аналитически в работе [44]для поля, когда время, в течение которого электрон набирает в нем энергию, достаточную для неупругого соударения, много меньше характерного времени, за которое электрон рассеивает свою энергию в упругих столкновениях с атомами. В этих условиях так называемого "преде-