О разрядах на основе волны размножения электронов фона Текст научной статьи по специальности «Физика»

ЛГТТТ/ Г ОП КГ»

С Д1\ оо / .oz

О РАЗРЯДАХ НА ОСНОВЕ ВОЛНЫ РАЗМНОЖЕНИЯ

ЭЛЕКТРОНОВ ФОНА

С. И. Яковленко

Недавно было показано, что распространение ионизации в газе при давлении порядка атмосферного может происходить не за счет переноса электронов или фотонов, а за счет размножения имеющихся фоновых электронов малой плотности. Здесь рассмотрены некоторые отличительные свойства этих разрядов, а также свойства плазмы, возникающей в послесвечении волны размножения. Отмечено, что такие разряды перспективны для накачки плазменных лазеров и ламп с высокой удельной мощностью.

1. Введение

Известно очень много типов разряда: тлеющий, дуговой, коронный, искровой и т.п. Им посвящено огромное количество статей, обзоров и книг (см., напр., [1 - 4]). Однако представляется целесообразным выделить еще один вид импульсных разрядов. В основе таких разрядов лежит понятие волны размножения фоновых электронов в неоднородном поле [5-8]. Эти разряды обладают некоторыми отличительными чертами и имеют перспективы для различных приложений, в первую очередь, для накачки лазеров и мощных ламп. Соответствующие вопросы обсуждаются в данной работе.

2. Волна размножения

Скорость волны размножения. В работах [5 - 8] обращено внимание на то, что распространение ионизации в газе атмосферного давления может происходить не за счет переноса электронов или фотонов в ходе пробоя, а за счет размножения имеющихся фоновых электронов малой плотности.

Движение фронта характеризуется скоростью, с которой продвигается область, где плотность электронов достигает некоторого критического значения, при котором экранируется внешнее электрическое поле (рис. 1). Эта движущаяся область названа волной

размножения, чтобы отличить ее от обычно рассматриваемой волны ионизации, обусловленной явлениями переноса (дрейфом электронов и их теплопроводностью). Для скорости волны размножения, перпендикулярной поверхности фронта, экранирующей электрическое поле Е, получено выражение:

UfT = ■

С

Е

•Ьп

Е—Ео

-1

, С

(11п I/,■

¿1п Е

(1)

Е=Ео

Здесь Е0 - напряженность электрического поля на поверхности фронта; их - частота ионизации; Ьп = \п(Ысг/N0), ]У0 - фоновая плотность электронов плазмы; Ыст - критическая плотность плазмы, при которой электрическое поле экранируется плазмой. Частота ионизации может быть записана в виде = а^ ■ иде. Здесь а{(Е,р) = р ■ £(Е/р) коэффициент размножения на единице длины пути, введенный Таунсендом; он выражен через функцию £(Е/р), универсальную для данного газа; и,1е(Е/р) - дрейфовая скорость электронов; р - давление газа.

рекомбинирующая плазма

слои экранировки поля, го

слой размножения фона, 1/а,

неоднородность на катоде область охлаждения

электронов

скорость фронта, игг

ось симметрии

Рис. 1. Качественный вид разряда на основе волны размножения фона.

Итак, волна размножения возникает на проводящих неоднородностях малого радиуса кривизны. Ее фронт перемещается против градиента модуля напряженности электрического поля VЕ, а скорость пропорциональна давлению газа. При этом направление электрического поля не влияет на направление распространения волны размножения. Этот факт позволил отказаться от фотонной гипотезы формирования стримера и предположить, что стримеры, направленные как к аноду, так и к катоду, представляют

собой волну размножения [5 - 8]. При этом образование стримера обусловлено неустойчивостью фронта волны размножения [9].

Фоновая ионизация. Хотя скорость фронта волны размножения зависит от фоновой плотности электронов слабо (логарифмически), вопрос о ее величине важен. Дело в том, что фонбвых электронов должно быть достаточно много, чтобы расстояния между ними были много меньше размеров волны размножения. Тогда справедлива модель сплошной среды. Как известно, естественный фон радиоактивности и космического излучения составляет ~ 10 микрорентген в час и может обеспечить лишь довольно низкую плотность электронов в инертных газах N0 ~ 103 см~3. В электроотрицательных газах в отсутствие поля плотность электронов намного меньше этого значения. В работах [7, 8] показано, что в предпробойном электрическом поле электроны размножаются, и это может приводить к достаточному увеличению плотности фона до пробоя.

Увеличение плотности фоновых электронов может также обеспечиваться небольшим количеством убегающих электронов, испускаемых с неоднородностей катода.

3. Отличительные свойства разряда на основе волны размножения фона

Объемный разряд на основе волны размножения. Как показывают эксперименты, при достаточно коротком фронте импульса высокого напряжения волна размножения осуществляет объемную ионизацию, а стример не успевает формироваться. Можно выделить два направления исследований, в которых существенную роль играет объемная ионизация газа за счет волны размножения фона.

Первое связано с созданием эффективных эксиламп на основе излучения эксиплекс-ных молекул [10]. Как известно, свыше 50% эффективности достигли Хе^-лампы на основе барьерных разрядов с катодами малого радиуса кривизны (например, в виде проволочки). Моделирование таких эксиламп [11] позволяет сделать вывод о том, что объемная ионизация в них происходит именно за счет волны размножения электронов. Лишь после прохождения волны размножения от проволочки до диэлектрического барьера реализуется закорачивание разрядного промежутка и квазистационарное накопление заряда на барьере [11]. В этих лампах использовалась сравнительно большая длительность импульса накачки ~ i лкс и не очень большое напряжение на электродах (~ 20 кВ), поэтому они работают при не очень высоких давлениях р = 100 — 200 mopp. Для создания эксиламп большей удельной мощности целесообразно переходить к более коротким импульсам более высокого напряжения при давлении порядка атмосферного и более.

Второе направление связано с формированием мощных субнаносекундных пучков в газах атмосферного давления [12]. Генерация пучка имеет место, когда волна размножения приближается к аноду и выполняется нелокальный критерий убегания электронов [12, 13]. Ввиду высокого давления газа для осуществления объемной ионизации в этом случае необходимо использование субнаносекундных высоковольтных (~ 100 к В) импульсов напряжения.

В работах [15, 16] было показано, что при субнаносекундном фронте импульса высокого напряжения пространственное распределение свечения в газе атмосферного давления между плоским и сферическим (а также острийным) электродом имеет объемный характер. При этом геометрия светящихся областей почти не меняется при смене знака подаваемого напряжения. Например, разряд с острия при отрицательном потенциале выглядит примерно так же, как разряд с острия при положительном потенциале. Это можно объяснить только тем, что он формируется волной размножения фона, не зависящей от направления поля. Это косвенно подтверждает ее наличие в условиях [12]. Наличие объемной предыонизации быстрыми (в том числе убегающими) электронами подтверждается наблюдением рентгеновского излучения из объема, занимаемого газом [14, 15].

Переохлаждение плазмы. Кинетические процессы в разряде на основе волны размножения фона происходят следующим образом. На фронте волны размножения электроны ускоряются в электрическом поле и производят ионизацию. За фронтом же волны размножения поле экранируется плазмой, соответственно, нагрев электронов полем резко падает. Электроны начинают охлаждаться за счет столкновений с атомами газа (см. рис. 1). Ввиду того, что при высокой плотности газа степень ионизации невелика, электроны охлаждаются до низкой температуры, ограничиваемой рекомбинационным нагревом (подробнее см. [16 - 20]).

Плотность электронов Ме за волной размножения можно оценить из выражения Е = 2тгего№е. Здесь Е - напряженность поля; гц = {Те/^'ке2Ме)]-^ - дебаевский радиус; Те - температура электронов. Например, при Е ~ 105 В/см, Те ~ 1 эВ имеем = Е2/(тгТе) ~ 2 ■ 1016 см~3. Близкие значения дает моделирование (см. [12, 13]) распространения волны размножения между проволочкой и цилиндром, на. основе диффузионно-дрейфовой модели, развитой в [11].

Время охлаждения тте до температуры Те ~ 0.1 эВ за счет упругих столкновений в атмосфере гелия составляет тте ~ Змс; в атмосфере ксенона тте ~ 80 нс. Размеры области переохлажденной плазмы определяются скоростью волны размножения (см.

рис. 1). Согласно расчетам по формуле (1), моделированию на основе диффузионно-дрейфовой модели [11], а также экспериментам [12] при напряжении и ~ 100 кВ за время т < 1 не волна размножения проходит промежуток в, ~ 1 см. Таким образом, можно рассчитывать на поперечные размеры активной среды порядка 1 см.

Итак, одной из отличительных черт рассматриваемого разряда является то, что после прохождения волны размножения фона образуется плазма, переохлажденная по степени ионизации - рекомбинационно-неравновесная плазма.

Емкостный ток. Разряд на основе волны размножения фона обладает еще одной отличительной чертой. Разрядный ток еще до того, как напряжение достигло максимума, регистрируется с очень малой задержкой (доли наносекунды) относительно времени подачи высокого напряжения на промежуток [12]. Обычно же при подаче импульса напряжения с крутым фронтом, даже при использовании внешней предыонизации имеется пик перенапряжения, а только затем возникает ток и напряжение падает.

Дело в том, что при движении фронта волны размножения меняется емкость газоразрядного промежутка, что вызывает изменение заряда на электродах. Действительно, если обкладки плоского конденсатора, сначала находившиеся на расстоянии поддерживаются под напряжением Ц и сближаются со скоростью и]Т, то плотность тока на них определяется выражением:

' = Ъ ^(¿-«„о) = (1 -ф1тГ 30 = = <4**- (2)

Полагая для примера С/ = 100 кВ, (I = 1 см,Т}т = 1 не, имеем ¿о = 18 А/см2. Это качественно согласуется с измерениями.

4. О накачке плазменных лазеров и ламп

Объемные разряды на основе волны размножения фоновых электронов при высоком давлении газа перспективны для накачки лазеров и ламп высокого давления. Как показано выше, плазма, формируемая таким разрядом, является переохлажденной по степени ионизации (рекомбинационно-неравновесной), а на таких средах работают плазменные лазеры [16-18]. Ситуация во многом аналогична накачке плотного газа импульсом электронного пучка. Соответственно, плазма послесвечения волны размножения фоновых электронов перспективна для получения лазерной генерации на тех переходах, на которых была ранее получена генерация в плотном газе при накачке электронным пучком и в послесвечении импульсного разряда [16 - 18]:

- на переходах атома ксенона (это реализовано в работе [21]);

- на переходах атома неона в пеннинговских смесях с водородом и аргоном;

- на переходах ионов металлов (кадмий, цинк, стронций, кальций) в смеси с плотными инертными газами;

- на переходах эксиплексных молекул (КгК, ХеС1 и т.п.);

- на переходах димеров инертных газов (Хе2, Кг2, Лг2)

Отметим в то же время, что газоразрядные лазеры, работающие в режиме перехода "газ —> плазма" (в частности, самоограниченные лазеры) в отличие от плазменных лазеров, работающих в режиме перехода "плазма —► газ", менее перспективны для накачки разрядом на основе волны размножения. Например, попытка [21] запустить азотный лазер на разряде с волной размножения не дала положительного результата.

5. Заключение

Итак, рассмотрение показывает, что целесообразно выделить новую форму разряда - разряд в плотном газе на основе волны размножения электронов фона. Этот раз ряд связан не с переносом электронов или фотонов в ходе пробоя, а с размножением фоновых электронов малой плотности. Он обладает двумя важными отличительными признаками. Во-первых, за фронтом волны размножения создается плазма с переохлажденными по степени ионизации электронами (рекомбинационно-неравновесная плазма). Во-вторых, еще задолго до того как напряжение достигло максимума, возникает разрядный ток, обусловленный изменением емкости разрядного промежутка.

Разряды в плотном газе на основе волны размножения электронов фона представляют большой интерес для накачки лазеров и ламп на плотных газах.

Автор признателен В. Ф. Тарасенко за полезные дискуссии. Работа поддержана МНТЦ, проект N 2706.

ЛИТЕРАТУРА

[1] Г р а н о в с к и й В. Л. Электрический ток в газе, 1, М., ГИТТЛ, 1952; 2, М., Наука, 1971.

[2] К а п ц о в П. А. Электроника, М., ГИТТЛ, 1954.

[3] Королев Ю. Д., Месяц Г. А. Физика импульсного пробоя газов, М., Наука, 1991.

[4] Р а й з е р Ю. П. Физика газового разряда, М., Наука. 1992.

[5] Я к о в л е н к о С. И. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 10, 27 (2003).

[6] Я к о в л е н к о С. И. Письма в ЖТФ, 30, вып. 9, 12 (2004).

[7] Я к о в л е н к о С. И. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 2, 22 (2004).

[8] Я к о в л е н к о С. И. ЖТФ, 34, вып. 9, 47 (2004).

[9] Я к о в л е н к о С. И. Письма в ЖТФ, 31, вып. 4, 76 (2005).

[10] Kogelschatz U. Excimer Lamps: History, Discharge Physics and Industrial Applications // Vl-th International Conference on "Atomic and Molecular Pulse Lasers", September 15 - 19, 2003.

[11] Tkachev A. N. and Y a k о v 1 e n k о S.I. Laser physics, 13(11), 1345 (2003).

[12] T a p а с e н к о В. Ф., Я к о в л e н к о С. И. УФН, 174, N 9, 953 (2004).

[13] Tkachev А. N. and Yakovlenko S. I. Central European Journal of Physics (CEJP), 2(4), 579 (2004). (www.cesj.com/physics.html)

[14] Репин П.Б,Репьев А. Г. ЖТФ, 74, вып. 7, 33 (2004).

[15] Костыря И. Д., Тарасенко В. Ф., Ткачев А. Н., Яковленко С. И. Краткие сообщения по физике ФИАН, N 11, 12, 2005.

[16] Гудзенко Л. И., Яковленко С. И. Плазменные лазеры, М., Атомиздат, 1978.

[17] Плазменные лазеры видимого и ближнего УФ-диапазонов, М., Наука, 1989. (Тр. ИОФАН, 21, Под ред. С.И. Яковленко).

[18] Yakovlenko S. I. Plasma Lasers. // Laser Physics, 1, No 6, 565 (1991).

[19] Яковленко С. И. Газовые и плазменные лазеры. В сб. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Под ред. В. Е. Фортова. Вводный том IV, 262, М., Наука, 2001.

[20] Газовые и плазменные лазеры. Под ред. С. И. Яковленко, М., Наука, 2005. Серия "Энциклопедия низкотемпературной плазмы". Под ред. В. Е. Фортова.

[21] Алексеев С. Б., Губанов В. П., Костыря И. Д., и др. Квантовал электроника, 34(11), 1007 (2004).

Институт общей физики

им. А. М. Прохорова РАН Поступила в редакцию 6 июля 2005 г.