ОБО ВСЕМ ПОСТЕПЕННО

 

 

 

 

К ВОПРОСУ О ЗАВИСИМОСТИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПРОБОЯ В НЕОДНОРОДНОМ ПОЛЕ ОТ ПОЛЯРНОСТИ

 

             В физике электрического разряда ряд вопросов возникает при сравнении свойств и количественных характеристик волны пробоя в неоднородном поле разной полярности. Аналогичные вопросы возникают и в однородном поле при рождении объемных стримеров. Ввиду их фундаментального характера даже наиболее важное для технических приложений возможное значительное различие в величине пробойного напряжения требует для своего объяснения анализа физического механизма явления, прежде всего на основе  экспериментов, выявляющих природу этого различия. Исследования структуры стримеров при импульсном пробое в окружающем воздухе, представленные в [1], позволили получить много новой информации и заметно приблизиться к решению проблемы. В данной заметке мы предлагаем обратить внимание на некоторые известные и неизвестные факты.

 

1.          Родственные явления в тлеющем разряде.

Волна пробоя является частным случаем волн ионизации, отличаясь большими скоростью,  падением потенциала, перепадом концентрации зарядов и величиной тока, особенно при больших перенапряжениях. Физические механизмы, определяющие существование волн пробоя и страт (как бегущих, так и стоячих) несомненно имеют общую природу, но находятся в разных соотношениях, определяющихся указанными отличиями. Свойства страт в тлеющем разряде рассмотрены в [2].  Страты представляют собой близкие к синусоидальным и сильно нелинейные колебания (волны) распределения рождения и гибели электронов, чередование областей повышенного и уменьшенного поля. Одна из причин стратификации – релаксация электронного распределения. Движение страт со скоростью ~ 10² m/s направлено, как правило, к катоду, причем, в отличие от электронных лавин, групповая скорость страт противоположна фазовой. Поле поляризации смещает максимум поля волны и, соответственно, скорости ионизации в сторону катода. В нелинейных стратах пик электронной концентрации имеет более крутой спад в сторону катода, именно этим и обусловлено направление движения страт. Кроме того, в сильных стратах функция распределения электронов имеет нелокальный характер, что влияет на структуру страт. Очевидное собственное свойство вытекает из причинно-следственной связи между получением энергии электронами (область большого поля) и релаксацией (отрицательное свечение): если они разделены во времени на периоды, то сначала энергия, потом релаксация. Характеристики релаксации, ее темп зависят от параметров среды, в частности, электронной концентрации. Страты способны привязываться к источнику возмущения поля, что существенно для системы стержень-плоскость (геометрическое усиление поля).

 

2.          ЗАВИСИМОСТЬ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ УСТАНОВЛЕНИЯ И СРЫВА ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА В НЕОДНОРОДНОМ ПОЛЕ ОТ ПОЛЯРНОСТИ НАПРЯЖЕНИЯ.

Катодный слой с отрицательным свечением является сильной неподвижной стратой, ответственной за существование тлеющего разряда. Катодное падение значительно больше анодного. В однородном поле в процессе  перехода от темного разряда к тлеющему рост плотности тока сопровождается увеличением пространственного заряда, искажающего поле, причем область пониженного поля распространяется в сторону катода до установления катодного слоя. В случае сильно неоднородного поля распределение плотности тока темного разряда также весьма неоднородно. Это может приводить к существованию в переходном режиме устойчивой формы в виде самоподдерживающейся зоны в области геометрически усиленного поля, где происходит ионизация, рождается свечение, и внешней зоны.  Посмотрим, как влияет полярность напряжения на режим разряда в неоднородном поле. Для примера используем неоновый тиратрон тлеющего разряда, состоящий из помещенных в стеклянный баллон диаметром 11 mm трубчатого катода 1 диаметром 7,5 mm, трубчатой «сетки» 2 диаметром 5 mm и проволочного анода 3 диаметром 0,5 mm, закрытого стеклянной трубкой 4 диаметром 2 mm (рис. 1).

 

 

Рис. 1. Расположение электродов в тиратроне тлеющего разряда.

 

Разряд осуществлялся от источника постоянного напряжения  через сопротивление 82 kOhm. Измерение напряжения и тока зажигания проводилось при подъеме (снижении) напряжения с низкой скоростью ~ 1 V/s. В таблице 1 представлены результаты измерений для разрядов обеих полярностей между анодом 3 и сеткой 2, а также анодом и катодом 1.

 

 

Таблица 1.

 

Из табл. 1 видно, что при положительном потенциале проволочного электрода напряжение зажигания значительно больше напряжения горения. При другой полярности напряжение на разряде велико и при минимальном токе, а свечение присутствует только в прикатодной зоне.

На рис. 2 и 3 приведены осциллограммы напряжения U, поданного на различные неоновые лампы тлеющего разряда с последовательно включенным резистором, и напряжения на резисторе U_R. На рис. 4 — вольтамперная характеристика, построенная по рис. 3 от точки максимума до точки минимума переменного напряжения. 

 

 

Рис. 2. Осциллограммы U — суммы напряжений на разряде и резисторе R = 45 kOhm ( ~220 V 50 Hz) и U_R — напряжения на резисторе,

слева — лампа с электродами в виде коаксиальных цилиндров, справа — коаксиальные цилиндр-проволочка.

 

 

 

Рис. 3. То же самое для электродов 2 и 3 тиратрона при R = 45 kOhm (слева) и R = 15 kOhm (справа).

 

 

 

Рис. 4. Вольтамперная характеристика разряда между анодом и «сеткой» тиратрона,

построенная от точки максимума до точки минимума напряжения на рис. 3 справа.

 

Из сравнения рис. 2 и 3 видно, что рост геометрического усиления поля приводит к появлению режима коронного  разряда у отрицательного электрода, характеризующегося довольно мягким  включением.  Минимальный ток тлеющего разряда при отрицательной полярности  проволочного электрода (более миллиампера,  рис. 4) на порядок больше того же для положительной полярности (0,1 ma, табл. 1).

На рис. 5 приведены графики, отражающие влияние начальной концентрации электронов на развитие разряда. При медленном увеличении величины переменного напряжения U_alt отмечалось появление сначала коронного разряда на отрицательном проволочном электроде U_{cor up} (синяя кривая), а затем тлеющего разряда при R = 76 kOhm и положительном проволочном электроде U_{gl up} (красная кривая). После этого напряжение медленно уменьшалось, и отмечался срыв тлеющего разряда U_{gl down} (сиреневая кривая).

 

 

Рис. 5. Частотная зависимость величины наименьшего синусоидального напряжения:

-         зажигания отрицательной короны на проволочном электроде тиратрона (R = 76 kOhm),

-         зажигания тлеющего разряда с положительным проволочным электродом при медленном увеличении амплитуды,

-         зажигания тлеющего разряда с положительным проволочным электродом при медленном уменьшении амплитуды

 

С ростом частоты интервал времени между двумя последовательно возникающими разрядами уменьшается, и начальная концентрация возрастает. Из рис. 5 видно, что с ростом частоты напряжение включения короны на проволочном катоде изменяется слабо, в то время как напряжение пробоя при проволочном аноде снижается значительно — до пересечения соответствующих кривых на частоте 6 kHz. Увеличение начальной концентрации за счет относительно большого тока тлеющего разряда (U_{gl down}) на меняет ход зависимости напряжения включения короны, хотя временной интервал между выключением первого и включением второго минимальный — ~ 1/8 периода колебаний. В то же время напряжение пробоя при проволочном аноде снижается еще более, начиная с частот около 1 kHz. Этот эффект используется в режиме работы тиратрона, но ограничивает частоту применения тиратронов для выпрямления тока величиной порядка килогерц.

Из эксперимента видно, что при мменьших pd пробой в неоднородном поле имеет то же качественное отличие, что и при больших pd [3].  Вклад релаксации электронов, ускоренных на границе плазмы, в создание новых зарядов больше, если область релаксации находится в плазме. Поэтому распространение границы плазмы, невозмущенное геометрическим усилением поля, происходит в направлении поля. Достаточно большое геометрическое усиление является фактором, определяющим направление распространения, однако в отличие от лавины, распространение против поля энергетически менее выгодно. Наличие начального пространственного заряда в неоднородном поле сильнее снижает напряжение пробоя  по полю. Наработка зарядов короной с течением времени приводит к дополнительному снижению напряжения пробоя по полю [3].

 

3.    Энергетические соображения для стримерного пробоя в экранированной трубке.

Удлинение стримера происходит за счет создания плазмы током смещения. Экранированная трубка удобна тем, что энергия и электрический заряд, затраченные на распространение стримера до какой-либо точки, определяются точно величиной погонной емкости, которая постоянна по длине трубки, и мгновенным распределением потенциала, которое можно измерить подвижным емкостным зондом. Для начального периода, к концу которого потенциал  кончика стримера падает слабо, достаточно знать амплитуду прямоугольного импульса приложенного напряжения. Мощность и ток также можно точно вычислить, зная динамику распределения потенциала, а для начального периода — только скорость распространения.

Поскольку энергия не зависит от полярности приложенного напряжения, а  плазма стримерного канала — от направления тока, то очевидно, что различия в распространении стримеров разной полярности напряжения равной величины

-         определяются различной эффективностью создания плазмы на кончике,

-         должны сопровождаться различием в электронной концентрации и, соответственно, проводимости, скорости, тока, максимальной длины распространения.

Найдем это различие.

 

4. Использование распределения интегрального излучения.

Заметим, что в неоне энергии возбуждения линий, определяющих интенсивность оптического излучения, близки к энергии ионизации. Поэтому о плотности нейтральной плазмы стационарного разряда в первом приближении можно судить по интенсивности излучения. Однако время излучения плазмы неона при токах порядка 1А и менее в среднем многократно больше длительности стримерного пробоя. Следовательно, по интегральному во времени изображению можно судить лишь о передней части  стримера, закончившего свое движение, в то время как нас интересует стример в начале развития. К счастью, существуют возможности для остановки стримера:

-         снятием напряжения путем закорачивания входа или ограничения длительности импульса,

-         использованием трубки нужной длины без  выходного электрода,

-         при встрече однополярных стримеров.

Наиболее близок к идеалу второй вариант при условии снятия потенциала достаточно малым током. В этом случае искажения вносятся только отраженной волной, выравнивающей потенциал по длине стримера после его остановки. Третий вариант допускает взаимодействие встречных волн ионизации, если они являются не просто волнами потенциала. Для встречных волн потенциала взаимодействие ограничено параметрами затухания местного поля: в нашем случае ~ 1 cm и ~ 1 ns. В идеале распределение интегрального излучения вдоль оси трубки должно иметь вид горизонтальной линии с провалом до нуля в точке встречи волн потенциала, ширина (форма) которого соответствует параметрам местного поля. В [4]: обнаружены эффекты гашения и усиления волн ионизации при различных начальных условиях. Установлено, что форма, интенсивность и длительность импульсов излучения зависят от полярности электрического поля во встречных волнах ионизации. Изучена кинетика релаксационных процессов в области взаимодействия двух встречных высокоскоростных волн ионизации и роль высокоэнергетичных электронов, ускоренных на фронте волны ионизации,  в  динамике формирования импульсов оптического излучения. Для реализации последнего варианта подходит генератор шума (ГШ-1 и ГШ-2), хотя необходимо учитывать различие конструкции его анода и катода.

 

4.    ОСЕВОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ИНТЕГРАЛЬНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ВСТРЕЧНЫХ СТРИМЕРОВ В ЭКРАНИРОВАННОЙ ТРУБКЕ.

Мы уже приводили изображения стримеров в экранированной трубке, в том числе встречных. На рис. 2 представлены сжатые цифровые фотографии встречных однополярных стримеров для двух напряжений 5 и 10 kV, снятые при частоте повторения 10 Hz и времени экспозиции 0,1 s. Величины диафрагмы, выбраны для удобства  сравнения изображений. К сожалению, длительность переднего фронта высоковольтного импульса оставляет желать лучшего — десятки наносекунд, но все же.

 

 

 

a

 

b

 

Рис. 2. a — интегральные изображения одного импульса встречных однополярных стримеров при частоте запуска 10 Hz.

NN – отрицательные; PP – положительные; 5 и 10 – напряжение в kV; 3.2, 3.5, 5.6 и 6.3 – величина диафрагмы,

b — осевое распределение интегральной интенсивности излучения для встречных однополярных стримеров.

 

Из рис. 2 можно видеть, что

-         осевое распределение интенсивности излучения слабо зависит от величины напряжения,

-         излучение положительных стримеров в каждой точке сильнее, чем отрицательных,

-         осевое распределение интенсивности излучения при низкой частоте запуска зависит от полярности стримеров: головная часть положительного значительно ярче, чем отрицательного.

На рис. 3a представлены изображения одиночного стримера (противоположный электрод есть, но не нагружен) и встречных отрицательных стримеров, а на рис. 3b — их осевые профили.

 

 

a

 

b

 

Рис. 3. Изображения встречных и одиночного отрицательных стримеров  (a) и их осевые профили (b).

 

 

Заряд, вытекающий из трубки в конечном итоге, одинаков, однако площадь под графиком NN меньше площади под N.

На рис. 4 представлены осциллограммы потенциала отрицательного стримера при напряжении 7 kV на различных расстояниях от точки встречи двух стримеров через 1 cm,  a — встречные стримеры, b — одиночный стример.

 

 

 

a

 

 

b

 

Рис. 4. Осциллограммы потенциала отрицательного стримера при напряжении 7 kV на различных расстояниях от точки встречи двух стримеров через 1 cm,  a — встречные стримеры, b — одиночный стример.

 

Видно, что падение напряжения на фронте быстро снижается. Рост напряжения в точке встречи (0 cm) после прохождения фронта происходит в случае двух стримеров почти на порядок быстрее. Причина — большая доля напряжения падает на канале стримера, поле особенно велико в конце канала и монотонно снижается к электроду. Это естественно, иначе скорость распространения сигнала была бы близка к скорости света, а в данном случае она на два порядка ниже. В итоге интегральное излучение отрицательного стримера значительно больше в начале канала и в основном определяется протеканием тока по каналу.

         Для выделения интегрального излучения взаимодействующих встречных разнополярных (или с разной величиной потенциала кончика) стримеров от излучения, соответствующего протеканию тока последующего разряда, можно

-         подавать импульс напряжения на оба электрода, но на один — через конденсатор малой емкости,

-         ограничить длительность импульса напряжения.

На рис. 5 представлены варианты для первого случая, на рис. 6 — для второго.

 

a

 

b

 

c

 

Рис. 5. Интегральное изображение встречных положительных стримеров с разной величиной потенциала кончиков

(у левого потенциал выше, чем у правого) без экранирующей трубы.

 

 

a

 

b

 

Рис. 6. Интегральные изображения области встречи разнополярных стримеров (отрицательный слева)

 при минимальном (a) и большем (b) напряжениях, полученные из оригиналов  коррекцией экспозиции.

Диаметр трубки 11 mm, ширина щели в экранирующей трубе 3 mm.

 

 

5.    ЗАВИСИМОСТЬ ОСЕВОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИНТЕГРАЛЬНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ОТ НАЧАЛЬНОЙ ЭЛЕКТРОННОЙ КОНЦЕНТРАЦИИ

 

В экранированной трубке, имеющей большую погонную емкость по сравнению с тонким каналом в открытой атмосфере, имеется простая возможность увеличения начальной электронной концентрации от фонового значения путем увеличения частоты запуска.   В предыдущих выпусках с помощью этой методики было показано, что с ростом частоты повторения фронтальная часть отрицательного стримера в ГШ деградирует и почти исчезает при частотах ~ 1-2 kHz. Скорость распространения кончика отрицательного стримера при этом почти не изменяется. Это вместе с изложенным выше значит, что большое поле  на фронте  вносит непропорционально малый энергетический вклад в создание зарядов. Его роль ограничивается достаточным размножением электронов от фонового значения концентрации, которая на несколько порядков ниже концентрации затравочных электронов у поверхности катода тлеющего разряда. В катодном слое электронная концентрация возрастает всего лишь на 2-3 порядка, но за катодным слоем следует область релаксации с малым полем и ярким отрицательным свечением. Такая структура соответствует не отрицательному, а положительному стримеру. Поэтому посмотрим, как ведет себя распределение интегрального излучения встречных однополярных стримеров в зависимости от частоты повторения. На  рис. 7а эта зависимость представлена несколькими кривыми в диапазоне  50-1000 Hz, а на рис. 7b — только соответствующими граничным значениям диапазона частот запуска.

 

a

b

 

Рис. 7. Зависимость осевого распределения интегрального излучения

встречных однополярных стримеров от частоты запуска (100 pix ~ 1 cm).

 

Из рис. 7 можно видеть, что достаточное повышение начальной электронной концентрации устраняет яркую головную часть положительного стримера и приводит к значительному уменьшению различия между стримерами разной полярности. Распределение  отрицательного стримера качественно не изменяется. Учитывая, что эффект связан с падением поля фронта, ему можно дать простое объяснение. Релаксация электронов, ускоренных в поле фронта отрицательного стримера, происходит в области низкой концентрации электронов и дает малый энергетический вклад в создание новых зарядов [2]. Подавляющий вклад осуществляется в канале стримера. В случае положительного стримера ускоренные электроны релаксируют в плазме кончика стримера более эффективно и создают свечение, аналогичное отрицательному свечению тлеющего разряда, но модифицированному движением и отсутствием катода с его вторичной эмиссией под действием ионной бомбардировки. Усиление роли нелокальных эффектов с ростом потенциала на кончике стримера должно приводить к увеличению размеров всей страты: фронта, отрицательного свечения и Фарадеева пространства аналогично [2].

Очевидно, что зависимость параметров положительного стримера от фона существенна также для положительной стримерной короны [3], начальной стадии развития объемно рождающихся стримеров, т.е. при пробое в однородном поле, особенно при не очень быстром нарастании напряжения.

 

References.

 

1.    J. Appl. D: Appl. Phys. 41 (2008) cluster issue on “Streamers, Sprites and Lightning”

2.    Raizer Yu. P. 1991 Gas Discharge Physics (Berlin: Springer)(eng). Райзер Ю.П. Физика газового разряда. —М: Наука. 1992. 536 с. (rus)

3.    B. A. Kozlov and V. I. Solovyov. Limit Current of a multipoint corona discharge. Technical Physics, 2006, Vol. 51, No. 7, pp. 821–826.(eng)    Б.А. Козлов, В.И. Соловьев. Предельный ток многоострийного коронного разряда. ЖТФ, 2006, т. 76, вып. 7. (rus)

4.    Н.А. Ашурбеков, В.С. Курбанисмаилов, О.А. Омаров. Лаборатория физики плазмы ДГУ. Исследование и применение низкотемпературной плазмы в 2004 году. Буклет 2005. http://www.ihed.ras.ru/council/booklets/2005/DGU.htm  (rus).

 

 

29 января 2009 г.