CC BY
27УДК 537.521
Б01: 10.21779/2542-0321-2018-33-3-35-39
О.А. Омаров, Н.О. Омарова, П.Х. Омарова, Г.Р. Магомедов
Взрывные процессы на катоде при пробое газов во внешнем магнитном поле
и без него
Дагестанский государственный университет; Россия, 367001, г. Махачкала, ул. М. Гаджиева, 43а; [email protected]
Взрывная модель развития катодного пятна предполагает выделение большой энергии на эмиссионном центре с последующим нагревом и взрывом микроострия. Значение удельной
энергии, выделяемой в течение очень малого промежутка времени (< 10 8 с ), составляет 610 Дж/кг. В молекулярных газах при перекрытии плазменным стримером промежутка возбуждаются ионизационные фронты, которые в результате дрейфа термоэлектронного пучка распространяются к аноду. А в инертных газах образование катодного пятна соответствует ступени напряжения на ВАХ. По времени формирование катодного пятна совпадает с началом резкого роста тока и спада напряжения на разрядном промежутке. Образование искрового канала сопровождается резким увеличением энерговыделения, что приводит к взрывообразному расширению этой области. Сформировавшаяся ударная волна имеет скорость ~10' м/с с энергией электронов, равной 10 кэВ. Спектр прикатодной плазмы характеризуется интенсивными линиями материала катода AЛI с высокими потенциалами возбуждения и интенсивным континуумом в диапазоне 260-360 нм.
Ключевые слова: электронный пучок, катодное пятно, ионизационный фронт, магнитное поле.
Введение
При формировании катодного пятна наблюдается первая стадия, включающая в себя нагрев металла в твердом состоянии, плавление, нагрев жидкого металла до начала парообразования. Вторая стадия - это стадия взрыва, сопровождаемая резким возрастанием сопротивления проводника, уменьшением плотности проводника. Если первую стадию можно охарактеризовать только одной термодинамической переменной - температурой или удельной энергией, то вторая стадия связана с дрейфом электронного пучка через плазму объемного тлеющего разряда со значительным выделением энергии и повышением температуры [1-3].
Механизмы формирования катодного пятна и термоэлектронного пучка, а также искрового канала и дуговой стадии в молекулярных и инертных газах практически совпадают. При пробое молекулярных газов в результате перекрытия плазменным стримером промежутка также возбуждаются ионизационные фронты, распространяющиеся к аноду в результате дрейфа термоэлектронного пучка. В отличие от молекулярных газов, в инертных газах образование катодного пятна соответствует ступени напряжения на ВАХ. С образованием катодного пятна наблюдается дрейф термоэлектронного пучка, приводящий к резкому росту проводимости и удельного энерговклада. Дрейф электронного пучка приводит к образованию искрового канала с d = 0,1 мм [1, 2].
За счет дрейфа электронного пучка с энергией еи = 5 кэВ происходит трансформация стримерного канала в искровой. Скорость дрейфа и длительность электронного пучка определяются соотношениями
1
теу2 .. (2 еи\~2 107м /1Ч
— =еи'"« = (—) «— (1)
^ = еЕ; £п К = С % йу; ^ « % с (2)
Покадровая съемка одиночного искрового канала с помощью электронно-оптического преобразователя пробоя Аг в коротких промежутках в однородных импульсных электрических и магнитных полях позволяет проследить развитие стримера с момента его образования в основном у анода, с концентрацией электронов ~ 1012 см-3. Плазменный стример распространяется при незначительных перенапряжениях непрерывно, а при больших перенапряжениях - пульсируя к катоду со скоростью —3^ 108 см/с [3, 4], образуя тлеющий объемный разряд высокого давления, с концентрацией электронов ~1014-1016 см-3 [2]. По мере приближения плазменного стримера к катоду напряженность электрического поля резко возрастает до значений Е~108 В/м, что приводит к образованию катодного пятна, с возникновением которого наблюдается начало резкого роста тока с увеличением его плотности. Концентрация электронов в термопучке определяется из соотношения
пе~ — ~ 1012 см'3. (3)
е еи 4 7
Результаты экспериментальных исследований
С образованием катодного пятна плотность электронов резко увеличивается, что ведет к повышению плотности тока и переходу объемного разряда в искровой канал [2, 3].
В результате дрейфа пучка электронов в неизотермической плазме в зависимости от соотношения скорости дрейфа электронов и и тепловой скорости электронов и ионов иТе, юТ1 могут возбуждаться неустойчивости - ионно-звуковая или ионно-звуковая совместно с Бунемана [5, 6].
Согласно нашему эксперименту Е ~ 104 В/см, vei ~ 1012 с-1, Т~103 К и и ~ 107 см/с, что значительно больше значения юТ, ~ 105 см/с. Таким образом в условиях нашего эксперимента реализуется критерий ионно-звуковой неустойчивости.
Ионно-звуковая неустойчивость (турбулентный нагрев плазмы) развивается до установления термодинамического равновесия в плазме (Т ~ Те). Инкремент неустойчивости пропорционален токовой скорости, что обуславливает наблюдаемое экспериментально уменьшение времени резкого спада напряжения [3].
Дальнейшая стадия разряда характеризуется изотермической плазмой с постоянной проводимостью (стадия искрового канала и горения квазистационарной дуги).
Таким образом, искровой пробой газов протекает в результате формирования следующих стадий: лавинно-стримерная; объемного тлеющего разряда; катодного пятна; дрейфа электронного пучка; турбулентного нагрева плазмы; образование искрового канала с высокоионизованной плазмой; горение квазистационарной дуги; распад плазмы.
Рассмотрим зависимость мощности, выделяемой на всех стадиях пробоя Аг, от величины напряженности магнитного поля [7, 8]. Строились вольтамперные характеристики пробоя при различных значениях напряженности внешнего продольного магнитного поля, по которым определялся энерговклад в разрядный промежуток. Эксперимент проводился при следующих условиях: р = 2280 Тор; ипр = 7 кВ; С = 1 мкФ;
W = 55 %; d = 0,3 см.
Максимальный энерговклад приходится на начало резкого спада напряжения (образование узкого канала и его расширение [9, 10]) в интервале времени 300-450 не от переднего фронта прикладываемого к промежутку высоковольтного импульса напряжения.
С образованием катодного пятна и искрового канала увеличивается интенсивность свечения ионных линий аргона и одновременно регистрируется интенсивный непрерывный спектр в области 350-360 нм, которым соответствует излучение плазмы полностью ионизованного плазменного канала диаметром 2r = d = 0,1 мм. На канало-дуговой стадии степень ионизации достигает 100 %, температура определяется по проводимости о ~ 10-3 Т3 2 Ом-1м-1.
Время резкого спада пробойного напряжения с формированием катодного пятна уменьшается в магнитном поле. Это свидетельствует об ускорении процесса распространения моноэнергетического электронного пучка от катода к аноду (т. е. формирование искрового канала) и перехода к стадии квазистационарной дуги. Внешнее продольное магнитное поле также препятствует расширению искрового канала, что свидетельствует о соизмеримости магнитного давления с кинетическим:
= пкт' (5)
Т = --106 - 107К.
2 пк
Анализ полученных результатов
При стримерном механизме пробоя газов высокого давления с образованием катодного пятна формируется моноэнергетический электронный пучок, инициирующий образование высокоионизованного плазменного искрового канала. Одновременно наблюдается спад напряжения на промежутке при замыкании его прорастающим плазменным каналом.
В случае с молекулярными газами также справедлива модель трансформации одиночного канала, предполагающая увеличение проводимости плазмы стримера, которая характеризуется однородной интенсивностью свечения. С образованием искрового канала резко увеличивается энерговыделение, что приводит к взрывообразному расширению этой области.
Электрическое поле катодного слоя
Ек~108 В/м при наличии микронеоднородно-стей и диэлектрических вкраплений достаточно для инициирования взрывной эмиссии и формирования катодного пятна.
Лавина электронов в переходном от автоэлектронного к взрывно-эмиссионному режиму получила название эктон. Количество электронов в эктоне
-10-1011 [5]. В
данном случае с микроэмиттера инициируется электронная ударная волна со скоростью
~ J— - (е, m - энергия и масса электрона). Она формирует в разрядной области искро-V m
вой канал и анодное пятно. Электроны с поверхности катода в переходном от автоэлектронного к взрывно-эмиссионному режиму, попадая в область сильного поля, переходят в режим непрерывного ускорения. Величина критического поля, при превышении которой электроны переходят в режим непрерывного ускорения, равна [6, 7]
* Екр- 3,38 103pz*/I, (7)
где z - число электронов в атоме, I - средняя энергия возбуждения, или средняя энер-
гия неупругих потерь. Для аргона z* = 18, I = 100 эВ и Екр/р = 600 В/см Тор.
Сформировавшаяся ударная волна имеет скорость ~107 м/с с энергией электронов, равной 10 кэВ [8].
Уменьшение интенсивности спектральных линий ионов с ростом интенсивности континуума через 30 нс свидетельствует о повышении температуры плазмы в искровом канале уже на ранних стадиях его формирования.
Заключение
Показано, что в условиях больших скоростей ввода электрической энергии в магнитных полях на фронте ударной волны поглощается излучение видимой области спектра из канала. Магнитное поле способствует развитию фронта ударной волны и более быстрому ее вырождению в звуковую волну.
Выражаем благодарность А.А. Рухадзе за обсуждение и полезные советы в процессе написания работы.
Работа выполнена при финансовой поддержке Минобрнауки России в рамках госзадания 27.6618.2017/8.9.
Литература
1. Рухадзе А.А., Омарова Н.О., Омарова П.Х., Омаров О.А. Энергетические характеристики пробоя газов высокого давления в сильных продольных магнитных полях // Прикладная физика и математика. - 2017. - № 5. - С. 34-47.
2. Аль-Харети Ф.М.А., Омаров О.А., Омарова Н.О., Омарова П.Х. Роль термоэлектронной эмиссии в формировании и развитии искрового канала в газах // Прикладная физика. - 2015. - № 3. - С. 52-56.
3. Радциг А.А., Смирнов Б.М. Параметры атомов и атомных ионов. - М.: Энерго-атомиздат, 1986. - 344 с.
4. Омаров О.А., Курбанисмаилов В.С., Омарова Н.О., Хачалов М.Б. Газовые разряды высокого давления во внешнем продольном магнитном поле: монография.- Махачкала: ИПЦ ДГУ, 2014. - 214 с.
5. Дзлиева Е.С., Ермоленко М.А., Карасев В.Ю., Павлов С.И., Новиков Л.А., Майоров С.А. Управление ионным увлечением в пылевой плазме // Письма в ЖЭТФ. - 2014. - Т. 100, вып. 11. - С. 801.
6. Maiorov S.A., Kodanova S.K., Golyatina R.I., Ramazanov T.S. Kinetic characteristics of ions in the gas discharge and on the target surface // Physics of Plasmas. - 2017. -Vol. 24, Issue 6. - 063502.
7. Курбанисмаилов В.С., Омаров О.А., Рагимханов Г.Б., Али Рафид А.А. Импульсный объемный разряд в гелии при высоких перенапряжениях // Успехи прикладной физики. - 2015. - Т. 3, № 2. - С. 154-161.
8. Терешонок Д.В. Исследование поверхностного тлеющего разряда для задач плазменной аэродинамики // Письма в ЖТФ. - 2014. - Т. 40, вып. 3. - С. 83-89.
9. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. МФТИ. - Долгопрудный: Интеллект, 2009. - 736 c.
10. Tarasenko V.F., BakshtE. andBurachenko A.G. An efficient cathode for generating an supershort avalanche electron beam in air at atmospheric pressure // Technical Physics Letters. - 2010. - Vol. 36, № 4. - P. 375-378.
Поступила в редакцию 19 июня 2018 г.
UDC 537.521
DOI: 10.21779/2542-0321-2018-33-3-35-39
Explosive processes at cathode in the probe of gases in the external magnetic field and without it
O.A. Omarov, N.O. Omarova, P.Kh. Omarova, G.R. Magomedov
Dagestan State University; Russia, 367001, Makhachkala, M. Gadzhiev st., 43a; [email protected]
An explosive model for the development of cathode spot involves the release of high energy on the emission center, followed by heating and explosion of micro-tip. The value of the specific energy emitted during a very short time (<108 s) is 6-107 J/kg. In molecular gases, when the plasma streamer of the gap overlaps, ionization fronts are excited, which, as a result of the drift of the thermionic beam, propagate to the anode. And in inert gases, the formation of a cathode spot corresponds to the voltage step on the current-voltage characteristic. In time, the formation of the cathode spot coincides with the onset of a sharp increase in current and a decrease in the voltage across the discharge gap. The formation of a spark channel is accompanied by a sharp increase in energy release, which leads to an explosive expansion of this region. The generated shock wave has a velocity of ~ 107 m/s with an electron energy of 10 keV. The spectrum of the near-cathode plasma is characterized by intense lines of the AlII cathode material with high excitation potentials and an intense continuum in the 260-360 nm range.
Keywords: electron beam, cathode spot, ionization front, magnetic field.
Received 19 June, 2018
