CC BY
11
УДК 537.53
ВРЕМЕННЫЕ ПАРАМЕТРЫ ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ АНОДНОЙ И КАТОДНОЙ ЛОКАЛИЗАЦИИ В МЕГАВОЛЬТНОМ АТМОСФЕРНОМ РАЗРЯДЕ
А. А. Родионов, А. В. Агафонов , В. А. Рябов, К. В. Шпаков,
И. С. Байдин, Я. К. Болотов, М.А. Медведев, Е. В. Паркевич,
А. Г. Мозговой, А. В. Огинов
Исследованы распределения временных и энергетических параметров рентгеновского излучения мегавольтного атмосферного разряда установки ЭРГ с фронтом 220 нс в конфигурации "обратноконический катод с остриём -сетчатый анод" по координате вдоль оси разряда с разрешением 12 см. Впервые обнаружено, что излучение с энергией кванта более 100 кэВ испускается преимущественно из области анода раньше, чем из области катода: максимум интенсивности излучения из области анода наблюдается на ~140 нс раньше, чем максимум интенсивности излучения из области катода. Установлено, что импульсы рентгеновского излучения совпадают с высокочастотными колебаниями тока разряда и экстремумами зависимости производной напряжения на разрядном промежутке по времени ви/СЬ. Излучение из области анода и межэлектродного промежутка может быть связано с торможением релятивистских электронов. Природа излучения из области катода требует дальнейшего осмысления.
Ключевые слова: атмосферный разряд, рентгеновское излучение, гамма-излучение, высокочастотные токовые осцилляции, мегавольтный разряд, молния.
В последнее время ведутся активные исследования механизмов генерации высокоэнергичного (на уровне сотен кэВ) проникающего излучения, генерируемого в мега-вольтных атмосферных разрядах при пробое протяженных (порядка 1 м) промежутков
ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: andrei.rodionov@phystech.edu.
[1-15]. К настоящему моменту известно, что излучение наибольшей интенсивности возникает на стадии, предшествующей росту основного тока разряда [2-9] и имеет острую угловую анизотропию [14]. Согласно [2] излучение наблюдается одновременно с характерными высокочастотными колебаниями тока разряда и определенными конфигурациями анодных и катодных проводящих каналов на стадии, близкой к их смыканию. Согласно [7, 13, 14] основным механизмом генерации проникающего излучения может служить торможение генерируемых при этом убегающих электронов. В этой картине быстрые электроны, разогнавшиеся в области между смыкающимися каналами, могут бомбардировать поверхность анода и испускать тормозное излучение. Таким образом, представляет существенный интерес исследование проникающего излучения, генерируемого из областей электродов, так как именно в них происходит основное торможение электронов. Также важным является вопрос о том, как связаны параметры излучения и токовых осцилляций с электрофизическими параметрами разряда.
В настоящей работе впервые исследованы временные параметры рентгеновского излучения мегавольтного атмосферного разряда из областей анода и катода в предпро-бойной стадии разряда. Данные измерения и, соответственно, выводы относятся к излучению, распространяющемуся по нормали к оси разряда, а также без учета поправок на его угловую направленность.
Эксперименты по пробою длинных воздушных промежутков выполняются на установке ЭРГ. В качестве источника напряжения используется генератор импульсных напряжений (ГИН), собранный по схеме Аркадьева-Маркса, в рассматриваемых экспериментальных сериях запасаемая системой энергия составляла 4.3 кДж. В качестве внутренних коммутирующих элементов ГИНа применена система разрядников, расположенная горизонтально в едином объеме диэлектрической колонны, с наполнением азотной средой.
Электродная система является аксиально-симметричной (рис. 1), с диаметром внешнего заземленного токопровода 2 м. Катодный электрод разрядного промежутка выполнен в виде дюралевого обратноконического конструктивного элемента (имеющего плоское круглое основание диаметром 32 см и закругление периферийной части с Я = 20 мм) с вынесенным по оси острием - стальной иглой, фиксированной на тонком осевом штоке. Анодный электрод выполнен в виде стального фланца (также содержит латунные части) с выступающей навстречу катоду сетчатой частью сферы (мелкая стальная формованная сетка), радиус кривизны поверхности анода ~13.5 см.
Рис. 1: Схема эксперимента: 1 - катод; 2 - анод; 3 - анодный шунт (Я1 = 0.05 Ом); 4 - шунт обратного токопровода (Я1 = 0.0095 Ом); 5 - коллимированный детектор. Справа - электрическая схема измерения тока.
Для прямых измерений тока анода применялись проходные коаксиальные шунты: анодный и шунт обратного токопровода (схема на рис. 1), выполненные на основе малоиндуктивных резисторов (ТВО-0.25 номиналом 3 Ом), общее сопротивление анодного шунта составляло Яяыикт = 0.05 Ом, шунта обратного токопровода -Яяыикт = 0.0095 Ом, частотные характеристики шунтов - в пределах применяемых
полос регистрации сигналов до 1.2 ГГц. Анодный (осевой) шунт измеряет параметры части тока разряда, вызванные его протеканием именно в осевой прианодной области пространства, в то время как шунт обратного токопровода измеряет весь суммарно протекший через него ток разряда по всему объему разрядного промежутка и окружающего его пространства. В частности, предымпульс тока через цилиндрическую обечайку в начальной (стримерной) стадии разряда.
Диагностическая установка, состоящая из специально разработанных сцинтилляци-онных детекторов ионизирующего излучения [16] с дополнительными модификациями и улучшенным временным разрешением 2-3 нс, имела геометрически линейную конфигурацию, схематично изображенную на рис. 1 (вид сверху), детекторы располагались равномерно с шагом 17.6 см по пространству ортогонально оси разряда.
Использовалось 6 детекторов В1-06 (отмечены на рис. 1 буквами в порядке их следования от анода по направлению к катоду) на основе быстрых органических сцинтил-ляторов (полистирол-р-терфенил + РОРОР, время высвечивания ~1 нс), состыкованных с ФЭУ-30. В их конструкции применена цилиндрическая форма сцинтилляторов -диаметр основания 91 мм, длина 50 мм. Для всех детекторов В1-06, использовались коллиматоры, представляющие собой специально изготовленные свинцовые трубы (материал марки С1), с толщиной стенки 1 см, длиной 1 м и диаметром 12 см. Детекторы диагностической сборки располагались внутри коллиматоров на плотной посадке (рис. 1). При этом ограничение рабочей площади сцинтилляторов позволило работать исключительно в поле зоны прямой видимости, пренебрегая краевыми эффектами коллимации излучения. Совокупность всех перечисленных выше фактов позволила достигнуть пространственного разрешения детектирующей сборки вдоль оси разряда в 12 см. В условиях настоящего эксперимента можно считать, что с достаточной точностью энергия сцинтилляции органического сцинтиллятора прямо пропорциональна энергии детектируемого им ионизирующего излучения [17].
Оценки энергии квантов излучения выполнены по методике "фильтров ступенчатого ослабления". Свинцовые фильтры (материал С1) различной толщины (1, 3, 7, 10 мм) были изготовлены в виде герметично замкнутых полуцилиндров (крышек) на плотной внешней посадке и значительным нахлестом (~6 см) по отношению к краевой границе поверхности труб коллиматоров сборки. Данные фильтры позволяли последовательно менять ступенчатый порог ослабления и регистрировать рентгеновское и гамма-излучения с различной жесткостью квантов в экспериментальных сериях разрядов.
Также для проведения точных оценок энергии, необходимо учесть, что в направлении регистрации в непосредственной близости к объему сцинтиллятора присутствует дополнительный фильтр из алюминия (А1) толщиной 3 мм (корпус детектора), имеющий порог отсечки рентгеновского излучения на уровне 20 кэВ.
Поправочные коэффициенты для выравнивания амплитуд детекторов относительно друг друга были получены в процессе калибровки с помощью рентгеновской трубки ИМА - 6 - 100 в аппарате марки "РИНА" (серия "АРИНА"), с максимумом генерируемого спектра в области энергий ~120 ± 10 кэВ.
Условия проведения эксперимента: относительная влажность воздуха внутри помещения, где происходил атмосферный разряд, составляла 25-40%, атм. давление 720737 торр, температура воздуха 18-20 °С. Длина разрядного промежутка составляла 60.5 см, максимальное приложенное напряжение - 1.2 МВ, время его нарастания с 10% уровня амплитуды до 90% - 220 нс.
Экспериментальная статистика основана на ~1200 осевых атмосферных разрядах, из них количество по конкретным экспериментальным сериям составило: без свинцового ослабителя ("РЬ 0" - толщина свинца 0 мм) было проведено 312 измерений, со свинцовым фильтром толщиной 1 мм ("РЬ 1") - 217 измерений, с фильтром толщиной 3 мм ("РЬ 3") - 253, с фильтром толщиной 7 мм ("РЬ 7") - 240, и с фильтром толщиной 10 мм ("РЬ 10") - 173 измерения соответственно.
В работе исследуются только разряды, реализовавшиеся в т. н. "осевом" режиме -в нем основной токовый канал соединяет анод и катод и не замыкается на боковые стенки разрядного промежутка. На рис. 2 приведены зависимости тока разряда I(Ь), напряжения на разрядном промежутке и (Ь) и его производной по времени Си (Ь)/СЬ в первые 1.5 мкс. За нулевой момент времени принят момент достижения приложенным напряжением уровня в 50% от максимального. Также, на рис. 2, наряду с электрофизическими параметрами разряда, в одной временной шкале изображены положения максимумов импульсов интенсивности рентгеновского излучения. Показаны максимумы, зарегистрированные разными детекторами и при различных свинцовых фильтрах-ослабителях. Необходимо отметить, что излучение наблюдается и в другие моменты времени, но его интенсивность существенно ниже (рис. 2). В настоящей работе исследуется только излучение, испущенное в промежуток времени 95-420 нс, соответствующие ему электрофизические параметры разряда приведены на рис. 3 и рис. 4.
На рис. 3 и рис. 4 видно, что экстремумы производной приложенного напряжения Си/СЬ совпадают с характерными осцилляциями на зависимости тока от времени. Дей-
Рис. 2: Верх: зависимости тока разряда I(Ь), напряжения П(Ь) и его производной вП(Ь)/вЬ от времени в первые 1.5 мкс от начала разряда; низ: положения максимумов в зависимости интенсивности ионизирующего излучения от времени, синхронизованные с электрофизическими характеристиками разряда. Б1-Б6 - номера детекторов, РБ-0-РБ-10 - толщины свинцовых фильтров в мм. За нулевой момент времени принят момент достижения приложенным напряжением уровня в 50% от максимального.
ствительно, характерные группы осцилляций наблюдаются в периоды 95-170 и 185— 255 нс, что совпадает с особенностями вП/вЬ в момент (1) — 135 нс (максимум), и в момент (2) — 220 нс (минимум). Также в эти же моменты наблюдается основное рентгеновское излучение.
Интересной особенностью кривых на рис. 3 является тот факт, что наиболее жесткое рентгеновское излучение, регистрируемое при максимальной толщине свинцового фильтра-ослабителя (10 мм), наблюдается в момент времени 220—255 нс.
Рис. 3: Верх: зависимости тока разряда I(Ь), напряжения и(Ь) и его производной ¿и(Ь)/& от времени в период максимального приложенного напряжения: 95-420 нс; низ: положения максимумов в зависимости интенсивности ионизирующего излучения от времени, синхронизованные с электрофизическими характеристиками разряда. Б1-Б6 - номера детекторов, РВ-0-РВ-10 - толщины свинцовых фильтров в мм.
Интегральные по энергии квантов зависимости интенсивности рентгеновского излучения, включающих фотоны с энергией ~20 кэВ и более, измеренные без свинцовых ослабителей, приведены на рис. 5. Кривые получены усреднением сигналов от 312 разрядов. Временной отрезок 95-420 нс был разбит на области длительностью по 10 нс, в каждой из которых вычислялась средняя энергия излучения и её стандартное среднеквадратичное отклонение. Из рис. 5 видно, что наибольшая интенсивность излучения для детекторов В1-05 лежит в области 130-140 нс, что совпадает с моментами осцилляций тока разряда (рис. 2) и достижением приложенным напряжением своего максимального значения. В последующие моменты времени излучение также наблюдается, но интенсивность его слабее. Из рис. 5 следует, что временные характеристики
Рис. 4: Отдельная осциллограмма электрофизических кривых для одного осевого разряда с характерными высокочастотными осцилляциями на зависимости тока от времени, непосредственно наблюдаемыми в каждом разряде серии. Временные метки (1) и (2) - положения максимумов интенсивности излучения анодной области, (3) - катодной области.
излучения с энергией от 20 кэВ и более как из области катода, так и из области анода в целом близки друг другу, при этом максимум интенсивности достигается именно в области анода.
Кардинально иная картина наблюдается в излучении с более высокой энергией квантов. На рис. 6 приведены зависимости интенсивности от времени для детекторов, регистрирующих излучение из разных областей разряда, полученные суммированием сигналов, измеренных с использованием всех свинцовых ослабителей, что соответствует общей статистике 883 разрядов, в которых был зафиксирован в общей сложности 91 импульс рентгеновского излучения с энергией кванта 100 кэВ и более.
с а
"3 -
H
I—
сл Z И H Z
0.02
0.01
0.00 0.14
0.07
0.00
0.05 0.00 0.05
0.00
0.20
0.00 0.25
0.00
No Pb-filter - CATHODE D6
/Л 05
Г 1 ■ 1 1 1 1 D4
I 1 | 1 | 1 | 1 | , | . А„ л
1 I | -- «- I ^ f - , | I , , | I \ ^^ D2
--- 1 1 1 1 1 1 - 1 1 ■ 1 ANODE 1 1 ' D1
100
150
200 250 TIME, ns
300
350
Рис. 5: Зависимости интенсивности рентгеновского излучения от времени в период 95-420 нс, измеренные без свинцовых ослабителей.
Рис. 6: Зависимости интенсивности рентгеновского излучения от времени в период 95-420 нс, полученные суммированием кривых, полученных для всех свинцовых ослабителей.
Из рис. 6 (средняя зависимость интенсивности от времени) следует, что наибольшая интенсивность излучения с энергией кванта более 100 кэВ из областей катода и анода наблюдается в разные моменты времени. Действительно, максимальная интенсивность излучения из области анода (детекторы В1 и В2), а также из центральной области разрядного промежутка (В3 и В4) наблюдается в момент времени 135-140 нс, а из области катода (детекторы Б5 и Б6) - 275-280 нс, то есть на ~140 нс позже.
Вызывает интерес природа обнаруженного излучения из области катода. Действительно, из области катода наблюдается достаточно жесткое излучение с энергией не менее ~200 кэВ, которое нельзя объяснить как исключительно характеристическое излучение поверхности катода, вызванное бомбардировкой его ускоренными ионами. Действительно, характеристическая К-линия 26Ре - основного элемента стального катода -имеет энергию фотона 7.1 кэВ [18], что недостаточно для объяснения наблюдаемого эффекта.
В момент генерации излучения из области катода ток разряда падает в ~2 раза по сравнению с моментом генерации излучения из области анода. В этот момент разряд переходит в иной режим (режим спада тока), и механизм излучения в нем должен отличаться от механизма излучения в максимуме тока, наблюдаемого в момент времени ~210 нс. Возможно, излучение из области катода возникает в результате торможения вблизи катода электронов, ускоренных под действием сильных электрических полей. Действительно, в этот момент приложенное к промежутку напряжение все ещё близко к максимальному, а значительная кривизна катода приводит к высокой напряженности электрического поля. Свободные электроны могут быть эмиттированы, в частности, благодаря термоэлектронной эмиссии с поверхности катода, которая нагревается в результате протекания через нее тока на уровне ~3 кА.
Оценим температуру, до которой разогревается поверхность катода при прохождении через него тока силой ~3 кА в течение ~250 нс. Если принять диаметр токового канала у поверхности катода (катодного факела), равный диаметру кончика катодного острия (~100 мкм), и если использовать теплоёмкость и удельное сопротивление нержавеющей стали по данным [19], соответствующая оценка температуры составляет ~103 К. В то же время согласно [15] диаметр катодного факела в изучаемом разряде может составлять и меньшие значения, что соответствует нагреву участков поверхности катода до ещё более высоких температур. Это означает, что термоэлектронная эмиссия с поверхности катода в момент генерации из прикатодной области обнаруженного рентгеновского излучения обеспечивает разрядный промежуток свободными носителя-
ми заряда. Их ускорение в высоком электрическом поле и последующее торможение в газе может, по нашему мнению, приводить к генерации тормозного излучения в прика-тодной области.
Выводы. Полученные результаты показывают, что излучение из области анода и центральной области разрядного промежутка имеет одинаковые временные параметры и возникает значительно раньше излучения из области катода. Этот факт демонстрирует, что излучение из области газового промежутка и области анода могут иметь одинаковую природу, связанную с торможением ускоренных электронов в объёме межэлектродного промежутка и в материале анода. Основное рентгеновское излучение из области катода возникает на ~140 нс позже, чем из области анода и разрядного промежутка. В механизме его генерации может принимать участие термоэлектронная эмиссия с поверхности разогретого катода. Показано, что максимальные высокочастотные осцилляции тока разряда и импульсы его рентгеновского излучения синхронизованы с экстремумами зависимости производной приложенного напряжения от времени. Вопрос природы и механизмов излучения, в том числе тормозного, из области катода остается открытым. Более полное и подробное исследование механизмов этого явления будет выполнено в дальнейших исследованиях.
Мы посвящаем эту работу светлой памяти Г. В. Иваненкова, В. А. Пападичева, В. А. Богаченкова - блестящих физиков и наших друзей, стоявших у истоков этих исследований. Авторы благодарят академика А. В. Гуревича за стимулирование исследований физики молнии и механизмов пробоя на убегающих электронах.
Работа выполнена при поддержке гранта Российского фонда фундаментальных исследований (РФФИ) № 20-08-01156.
ЛИТЕРАТУРА
[1] M. Rahman, P. Hettiarachchi, V. Cooray, et al., Atmosphere 10(4), 169 (2019). DOI: 10.3390/atmos10040169.
[2] P. O. Kochkin, C. V. Nguyen, A. P. van Deursen, U. Ebert, Journal of Physics D: Applied Physics 45(42), 425202 (2012). DOI: 10.1088/0022-3727/45/42/425202.
[3] P. O. Kochkin, A. P. van Deursen, U. Ebert, Journal of Physics D: Applied Physics 48(2), 025205 (2014). DOI: 10.1088/0022-3727/48/2/025205.
[4] P. Kochkin, C. Kohn, U. Ebert, L. Van Deursen, Plasma Sources Science and Technology 25(4), 044002 (2016). DOI: 10.1088/0963-0252/25/4/044002.
[5] P. Hettiarachchi, V. Cooray, M. Rahman, J. Dwyer, Atmosphere 8(12), 244 (2017). DOI: 10.3390/atmos8120244.
[6] N. A. Bogatov, A. Y. Kostinskiy, V. S. Syssoev, et al., Journal of Geophysical Research: Atmospheres 125(11), e2019JD031826 (2020). DOI: 10.1029/2019JD031826.
[7] E. V. Oreshkin, S. A. Barengolts, S. A. Chaikovsky, et al., Physics of plasmas 19(1), 013108 (2012). DOI: 10.1063/1.3677267.
[8] A. V. Agafonov, V. A. Bogachenkov, A. P. Chubenko, et al., Journal of Physics D: Applied Physics 50(16), 165202 (2017). DOI: 10.1088/1361-6463/aa5dba.
[9] A. V. Agafonov, A. V. Oginov, K. V. Shpakov, Physics of Particles and Nuclei Letters 9(4), 380 (2012). DOI: 10.1134/S1547477112040024.
[10] A. V. Gurevich, A. M. Almenova, V. P. Antonova, et al., Physical Review D 94(2), 023003 (2016). DOI: 10.1103/PhysRevD.94.023003.
[11] A. V. Gurevich, G. K. Garipov, A. M. Almenova, et al., Atmospheric Research 211, 73 (2018). DOI: 10.1016/j.atmosres.2018.04.018.
[12] I. S. Baidin, A. A. Rodionov, A. V. Oginov, K. V. Shpakov, Bulletin of the Lebedev Physics Institute 48(11), 349 (2021). DOI: 10.3103/S1068335621110038.
[13] L. P. Babich, E. I. Bochkov, I. M. Kutsyk, JETP Letters 99(7), 386 (2014). DOI: 10.1134/S0021364014070029.
[14] A. V. Agafonov, A. V. Oginov, A. A. Rodionov, et al., Plasma Sources Science and Technology 28(9), 095014 (2019). DOI: 10.1088/1361-6595/ab3c79.
[15] M. A. Medvedev, E. V. Parkevich, A. V. Oginov, et al., Bulletin of the Lebedev Physics Institute 48(12), 373 (2021). DOI: 10.3103/S1068335621120034.
[16] A. A. Rodionov, A. V. Oginov, K. V. Shpakov, Bulletin of the Russian Academy of Sciences: Physics 82(4), 404 (2018). DOI: 10.3103/S1062873818040160.
[17] K. Wei, D. Hei, X. Weng, et al., Applied Radiation and Isotopes 156, 108992 (2020). DOI: 10.1016/j.apradiso.2019.108992.
[18] М. А. Блохин, Физика рентгеновских лучей (Гос. изд-во технико-теорет. лит-ры, 1953).
[19] И. К. Кикоин, Таблицы физических величин (Рипол Классик, 1976).
Поступила в редакцию 15 апреля 2022 г.
После доработки 6 июня 2022 г.
Принята к публикации 7 июня 2022 г.
