Электрический пробой длинных промежутков при лазерном инициировании и динамика волн ионизации тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

¡Ъ^ЕДвЙЕННЫЙ ИНСТИТУТ ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР РАН

На правах рукописи

ПЛС11Л Л 1С ЛЕОНИД МИХАЙЛОВИЧ

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ДЛИННЫХ ПРОМЕЖУТКОВ ПРИ ЛАЗЕРНОМ ИНИЦИИРОВАНИИ И ДИНАМИКА ВОЛН ИОНИЗАЦИИ

01.04.08. - Физика и химия плазмы.

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 1996

Работа выполнена а Объединенном институте высоких температур РАН и Московском физико-техническом институте

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук профессор Синкевич O.A.

доктор физико-математических наук ' Белов H.H.

доктор физико-математических наук Бабич Л.П.

Ведущее предприятие: Институт проблем механики РАН

Защита диссертации состоится " ' ¿Р^^^/'Л 1996 г. в 10 час на заседании Специализированного совета Д 002.53.01 при Объединенном институте высоких температур РАН по адресу: 127412, Москва, ул. Ижорская, 13/19

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИВТ РАН.

Авторзфзрат разослан ср/^-^^ 1996 г.

Ученый секретарь Специализированного совета кандидат

физико-математических наук

© Объединенный институт высоких температур РАН, 1996.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Бурное развитие в течение последних 30 лет мощних импульсных систем таких как генераторы и коммутаторы мощных высоковольтных импульсов, импульсные лазеры, импульсные электронные и ионные пучки, импульсные источники света, технологии с использованием импульсных электрических разрядов (плазмохимические реакторы, разрушение твердых материалов, очистка поверхности, озонаторы и т.д.) потребоволо детального исследования начальных стадий электрического разряда в газах. Переход к наносекунд юму временному диапазону стимулировал исследования быстрых стадий электрического пробоя. Среди них особое внимание псегда уделялось высокоскоростным волнам ионизации (ВВИ), котороые наблюдались как в молнии, так и в лабораторных условиях, однако не имели физической модели и являлись интересным неизученным объектом. Поскольку ВВИ чаще всего возникают при импульсном воздействии на разрядный промежуток и при завершении пробоя, то их возникновение будет определять электропрочность импульсных систем с высокой плотностью энергии. С другой стороны ряд задач требует создания плазменного столба с высокой проводимгстыо за короткие времена, например, лазеры на самоограниченных переходах, наиосекундные коммутаторы, обострители импульсов. Из-за сложности теоретического описания волн ионизации и отсутствия сведений о протекающих в ВВИ процессах, а также из-за отсутствия данных о таких важных характеристиках волны, как ток, затухание амплитуды, фронт, динамика формирования и движения ВВИ, особую актуальность приобретают экспериментальные исследования. Наибольший интерес как в научном, так и практическом плане представляют исследования ВВИ в длинных разрядных трубках с мetaлличecкйм экраном ввиду хорошей воспроизводимости эксперимента и возможности . применения в коаксиальных газовых лазерах, источниках света и коммутаторах.

В это же время возникли задачи, требующие стабилизации или задания траектории электрического разряда в пространстве, такие как моделирование и исследование процессов в линейной молнии, передача энергии, новые типы высоковольтных коммутаторов, либо создания в пространстве протяженных плазменных областей заданной формы, например, для систем молниезащиты, .транспортировки электронных пучков, плазменных антенн. Эти задачи могли быть решены различными способами: пропусканием тока по тонкой проволочке, ионизацией воздуха жестким излучением, пучком электронов, ионов или а-частиц, с

помощью лазера. Каждый из этих способов имеет свои недостатки и ограничения. В нашей работе для стабилизации траектории разряда и создания плазменного канала использовался импульсный лазер, как наиболее универсальный и перспективный способ. Для инициирования электрического разряда представляют интерес три вида воздействия лазерного излучения на газ: уменьшение плотности газа в результате его нагрева в луче инфракрасного лазера, фотоионизация газа ультрафиолетовым лазером, оптический пробой воздуха. В настоящей работе для направления электрического разряда выбрана длинная лазерная искра (ДЛИ), позволяющая работать с атмосферным воздухом и оказывающая наибольшее влияние на траекторию разряда.

Основной целью настоящей работы являлось исследование-физической природы направляемых лазером электрических разрядов и высокоскоростных волн ионизации, возникающих при импульсном пробое. При исследованиях направляемых разрядов ставились задачи как создание НР большой длины, так и создания НР с максимально высокой возможной скоростью прорастания, для чего необходимо было обнаружить ВВИ в НР и создать концепцию их развития.

В соответсвии с этим в работе решались следующие задачи:

1. Создание экспериментальной установки для получения и исследования направляемого электрического разряда вдоль ДЛИ или вдоль сплошной лазерной искры.

2. Исследование направляющих свойств ДЛИ с разными характеристиками: количеством и размером очагов, временем жизни ДЛИ, протяженностью ДЛИ. Создание направляемых разрядов большой длины.

3. Обнаружение и исследование высокоскоростных волн ионизации в направляемом разряде. Создание НР с максимально высокой скоростью прорастания.

4. Исследование развития разряда на одиночном плазменном очаге оптического пробоя.

5. Моделирование НР и создание .физической модели.

6. Исследование передающих электрических свойств плазменного канала НР, а также его устойчивости при длительном пропускании тока.

7. Создание установки и методик для исследования ВВИ в длинных газоразрядных трубках при напряжениях 150-300 кВ.

8. Исследование свойств и динамики ВВИ (скорости, тока, затухания амплитуда, фронта) в зависимости от параметров высоковольтных импульсов, рода газа и его давления, параметров разрядного устройства.

Создание ВВИ с максимально высокой скоростью движения.

Э. Обнаружение в ВВИ высокоэнергетичных электронов и исследование их влияния на динамику ВВИ. Создание физической модели ВВИ.

10. Исследование воздействия ВВИ на газ и различных применений ВВИ, основанных на высокой скорости заполнения плазмой разрядного объема и возможности создания сильных электрических полей.

Установлено, что на развитие и характеристики направляемого лазером электрического разряда основное влияние оказывают три параметра: погонная плотность очагов оптического пробоя ДЛИ, время жизни ДЛИ до прихода высоковольтного электрического импульса, крутизна фронта высоковольтного электрического импульса.

Показано, что если очаги оптического пробоя ДЛИ расположены достаточно далеко и области разрежения газа в процессе их эволюции не перекрываются, то направляющие свойства ДЛИ обусловлены усилением электрического поля вблизи плазменных очагов ДЛИ

Предложена физическая модель развития направляемого разряда, когда плазменные очаги ДЛИ не перекрываются.

Обнаружено, что при большой крутизне электрического импульса направляемый разряд развивается в виде высокоскоростной волны ионизации, во фронте которой происходит эффективная ионизация. Зарегистрирована средняя скорость распространения 3-20 см/нс, что на порядок выше скорости, полученной ранее, при меньшей крутизне электрического импульса.

Обнаружено, что движение ионизующих волн в НР может быть как равномерным, так и с остановками. При ступенчатом движении в процессе распространения по промежутку скорость ВВИ уменьшается вплоть до остановки волны, затем скачком возрастает в несколько раз в случае возобновления движения. Впервые зафиксировано самораспространение волны ионизации после снятия напряжения.

Обнаружено, что распространение ВВИ при оптимальных условиях происходит в виде нелинейной диффузии потенциала вдоль канала ДЛИ. В процессе движения ширина фронта ВВИ увеличивается, и это приводит к значительному уменьшению ее скорости и к остановке из-за резкого падения частоты ионизации во фронте.

Обнаружено существование минимума затухания ВВИ в зависимости от давления газа.

Получены комплексные данные о динамике формирования и движения ВВИ в широком диапазоне давлений при амплитуде 100-300 кВ

з

Показано, что для ВВП в длинных разрядных трубках при напряжениях 100-300 кВ существует область давлений, зависящая от рода газа, наиболее благоприятная для распространения ВВИ, в которой скорость и ток максимальны, а затухания амплитуды и скорости - минимальны.

Достигнута наивысшая скорость для ВВИ в лабораторных условиях -20 см/нс, которая близка к скорости свободно летящего электрона, прошедшего разность потенциалов, равную амплитуде приложенного импульса напряжения - 250 кВ.

Показано, что предельная максимальная скорость при движени ВВИ в промежутках с низким значением диэлектрической проницаемости б~1 определяется скоростью движения высокоэнергетичных электронов с энергией, равной потенциалу фронта, а в промежутках с высокими значениями е - скоростью подвода электромагнитной энергии к фронту.

Обнаружено "обострение" фронта при отрицательной полярности импульса напряжения. Обоснована минимальная длительность фронта.

Обнаружено, что фронт ВВИ является источником высокоэнергетичных электронов, ток которых при давлениях ниже оптимальных сравним с полным током во фронте ВВИ.

Показано, что при отрицательной полярности высокоэнергетичные электроны определяют диапазон давлений, при которых скорость ВВИ достигает своего максимального значения. Величина этого давления обратно пропорциональна величине приведенного электрического поля, при котором происходит "убегание" электронов.

Предложена физическая модель формирования и движения ВВИ.

При накачке ВВИ азотного лазера обнаружены волны лазерного излучения, движущиеся с теми же скоростями и в том же направлении, что и ВВИ.

Измерены радиационные времена жизни уровня азота С3Пи и сечения тушения его молекулами азота и кислорода.

Научная и практическая ценность полученных в диссертации результатов и сделанных обобщений состоит в том, что они позволяют разработать концепцию формирования и динамики направляемых лазером электрических разрядов и высокоскоростных волн ионизации, создать новые методы исследования длинных искр и молнии, кинетики и сечений элементарных процессов в газах и плазме, создать новые подходы при разработке импульсных источников плазмы и излучения.

Практическая ценность диссертационной работы обусловлена широкими возможностями применения разработанных дачиков и методик измерения, импульсных лазерныхх систем, волн ионизации и направляе-

мых разрядов в импульсной, коммутирующей, газоразрядной и лазерной технике. Разработаны емкостные делители с временным разрешением 0,3 не для регистрации наносекундных импульсов амплитудой 100-700 кВ. Показана возможность создания с помощью ВВИ обострителей фронта импульса напряжения и на активной нагрузке получен фронт -1 не при исходной длительности фронта 3,5-9 не и амплитуде импульса напряжения 150-700 кВ. Продемонстрирована возможность создания нового типа коммутаторов на основе направляемого разряда с одним или несколькими каналами. Направляемые лазером разряды такхе могут быть использованы для создания систем молниезащиты, плазменных антенн, систем каналирования электронных пучков.

Разработана схема и создан лазер на неодимовом стекле с регулируемой длительностью импульсов излучения от 20 не до 2 мкс. Исследования свойств импульсного азотного лазера, возбуждаемого волной ионизации, показали, что эффективность накачки и удельная снимаемая мощность существенно выше, чем в схемах с традиционным продольным разрядом, и сравнимы со схемой накачки поперечным разрядом. Обнаружено, что эффективность накачки отрицательной ВВИ выше, чем положительной. Накачка азотного лазера волнами ионизации позволяет получить лазерный импульс с несколькими пиками с регулируемой задержкой между ними, что может быть использовано в системах диагностики и калибровки. Объяснено уменьшение мощности и энергии азотного лазера при использовании воздуха в качестве рабочего газа. Измерено радиационное время жизни верхнего лазерного уровня СэПи и сечения его тушения молекулами азота и кислорода.

Результаты исследований электрического пробоя вдоль длинной лазерной искры при различных параметрах ДЛИ и разных импульсах напряжения амплитудой 150 кВ - 2 MB.

Обнаружение в направляемых разрядах ВВИ, движущихся со скоростями до Ю10 см/с, и результаты исследования их динамики.

Создание направляемых разрядов со сложной траекторией или двумя каналами.

Механизмы развития HP, зависящие от начальных условий пробоя.

Создание методики и результаты комплексных исследований ВВИ в разрядных трубках при амплитудах наносекундных импульсов напряжения 150-300 кВ. Получение максимально высоких скоростей движения 2.Ю10 см/с. Обнаружение минимума затухания амплитуды ВВИ. Обнаружение области давлений, наиболее благоприятных для движения ВВИ.

Результаты экспериментальных исследований высокоэнергетичных электронов в ВВИ и их влияния на динамику ВВИ.

Физическую модель формирования и движения ВВИ.

Результаты исследований накачки азотного лазера с помощью ВВИ. Обнаружение волн лазерного излучения.

Измеренные радиационные времена жизни уровня С3Пи и сечения его тушения молекулами азота и кислорода.

Апробация работы

Основные результаты работы докладывались и обсуждались на IV Всесоюзном симпозиуме по сильноточной электронике (Томск, 1982), VII Всесоюзном симпозиуме по сильноточной электронике (Томск, 1988), Всес. совещании "Инверсная заселенность на переходах в атомах и молекулах", (Томск.: СФТИ ТГУ. 1986), VII Всес. конференции "Физика низкотемпературной плазмы", (Ташкент, 1987), VIII Всес. конф. "Физика низкотемпературной плазмы" (Минск, 1991), конференции "Физика низкотемпературной плазмы" (Петрозаводск, 20-26 июня 1995 г.), XV Int. Conf. on Phenomena in ionized Gases, (Minsk. 14-18 July. 1981), XX Int. Conf. on Phenomena in Ionized Gases, (1991. Piza), II Всес. симпозиуме no радиационной плазмодинамике, (1991, Кацивели), Всес. совещании "Высокочастотный разряд в волновых полях", (Горький. 1987), III Всес. совещании "Высокочастотный разряд в волновых полях", (23-26 мая 1989,. Куйбышев), IV Всесоюзной конференции "Физика газового разряда" (Махачкала, 1988), V Всес. конф. "Физика газового разряда". (Омск. 1990), VI конф. "Физика газового разряда", (Казань, 1992), "VII Конф. "Физика газового разряда".( Самара, 21-24 июня 1994 г), XXXIII и XXXVII научных конференциях МФТИ (Москва, 1987, 1990), VIII Всес. конф. "Взаимодействие оптического излучения с веществом", (Ленинград, 1990), Всесоюзной конференции "Долгоживущие плазменные образования и малоизученные формы естественных электрических разрядов в атмосфере," (Ярославль, Гос. университет. 1990, зональных научно-технических семинарах "Применение лазеров в народном хозяйстве". (Челябинск, 1989 и 1990), научных семинарах ОИВТ РАН, МФТИ, ИПМ РАН.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано более 60 работ, список которых приведен в конце автореферата. Личный вклад автора в работы, вошедшие в диссертацию, является определяющим.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Работа изложена на 195 страницах, содержит 64 рисунка, 2 таблицы и список литературы, насчитывающий 280 названий.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы, сформулированы направления работы, приведены основные положения, защищаемые автором, кратко изложено содержание диссертации по главам.

Первая глава содержит литературный обзор и постановку задачи. Глав состоит из четырех разделов: в первых трех дан обзор литературных данных, в четвертом - постановка задачи.

В первом разделе рассмотрены основные стадии электрического пробоя газовых промежутков. Показано, что при электрическом пробое как коротких промежутков, так и в длинных искрах и в молнии возникают быстрораспространяющиеся фронты ионизации (и свечения) природа которых недостаточно исследована. Они часто являются необходимой стадией при завершении пробоя, например, стадия возвратного удара в длинных искрах и в молнии. Отмечается, что траекторию длинного электрического разряда в воздухе трудно задать прямолинейной.

Во втором разделе проанализированы методы инициирования и направления электрических разрядов лазерным излучением. Для инициирования электрического разряда представляют интерес три вида воздействия лазерного излучения на газ: уменьшение плотности газа в результате его нагрева в луче инфракрасного лазера, фотоионизация газа ультрафиолетовым лазером, оптический пробой воздуха. На основе существующих экспериментальных и теоретических работ сделан вывод, что наиболее перспективный способом для направления электрического разряда является длинная лазерная искра. Рассмотрены возможные применения направляемых разрядов: для пропускания пучка электронов или протонов, плазменных антенн, молниеотводов. На основе анализа высказано предположение о возможности развития направляемого лазером разряда в виде высокоскоростной волны ионизации.

В третьем разделе выполнен обзор ВВИ, возникающих при импульсном пробое газоразрядных трубок. Изложена история вопроса. Основным недостатком имевшихся данных явлались невозможность их сопоставления из-за разных экспериментальных условий и узкий диапазон изменения параметров, что не позволяло построить физические механизмы движения и формирования ВВИ. Наиболее исследованной характеристикой ВВИ являлась скорость, которая достигает своего максимального значения при определенном давлении. Вопросы динамики фронта ВВИ, скорости и амплитуды представлены в виде отрывочных сведений. Не ясен оказался и вопрос о возможности существования во фронте ВВИ высокоэнергетичных электронов и их влияния на динамику ВВИ. Теоретические модели, описывающие основные характеристики

ВВИ, к началу настоящих работ отсутствовали, поэтому актуальной являлась задача экспериментального комплексного исследования ВВИ.

конкретные пути ее решения.

Вторая глава посвящена исследованиям электрических разрядов, направляемых лазером, и состоит из 4 разделов.

В разделе 2.1. описана общая экспериментальная схема создания и исследования электрических разрядов вдоль лазерной искры. (Рис. 1). Импульсное лазерное излучение большой мощности ~1 ГВт фокусируется

длиннофокусной линзой 2. В той области лазерного луча, где плотность мощности излучения превышает пороговое значение (в воздухе с частицами аэрозоля 1 ГВт/см2 для неодимового лазера), возникают очаги оптического пробоя 7, которые хаотически расположены вдоль луча, поскольку пробой инициируется частицами аэрозоля. Совокупность очагов оптического пробоя называют длинной лазерной искрой (ДЛИ). В наших экспериментах протяженность ДЛИ можно было изменять от 1 см до 18 м. Высоковольтный электрод 4 и низковольтный 5 располагаются так, чтобы канал ДЛИ проходил вблизи от их поверхности. Импульс высокого напряжения от генератора 3 подается на электрод 4 через некоторое время задержки Т после создания ДЛИ. Канал 8 направляемого лазером электрического разряда (НР) прорастает вдоль ДЛИ от высоковольтного электрода к низковольтному. Исследованы НР от нескольких сантиметров до нескольких метров. В цепи заземленного электрода стоит шунт 6 для регистрации импульса прошедшего тока.

Лазерная искра создавалась неодимовым лазером с длиной волны Л.=1,06 мкм, регулируемой энергией 5-120 Дж, длительностью импульса 50-100 не, расходимостью Э =5 мрад или СОг- лазером {Х=10,6 мкм, 120 Дж, длительность основного пика импульса 50-100 не, 8=7.10-4 рад).

При исследованиях направляемых лазером электрических разрядов решались две основные задачи: во-первых, создание НР с максимально возможной длиной и, во-вторых, - с максимально высокой скоростью, для

В четвертом разделе сформулирована постановка задачи и

1- луч лазера, 2-линза, 3- ГИН, 4,5-высоковольтный и заземленный электроды, 6 - токовый шунт, 7- очаг оптического пробоя, 8-канал НР.

Рис. 1.

чего в направляемых электрических разрядах инициировались и исследовались высокоскоростные волны ионизации. Для первой задачи использовались ДЛИ с большим расстоянием между очагами ДЛИ, а для второй - с плотным расположением очагов,

В разделе 2.2 изложены результаты исследования длинных электрических разрядов вдоль ДЛИ в случае, когда плазменные очаги оптического пробоя в ДЛИ отстоят достаточно далеко друг от друга и области с пониженной плотностью газа не сливаются в один канал. Трансформатор Тесла генерировал, разовые микросекундные импульсы напряжения в виде затухающей за 7-8 периодов синусоиды с частотой 119 кГц и максимальной амплитудой 1,1 МВ или амплитудой 2 МВ и затухающей синусоидой 70 кГц.

При амплитуде напряжения 1,1 МВ без ДЛИ импульсный электрический пробой происходит при длине промежутка около 60 см. Ярко светящаяся траектория искрового разряда неустойчива, с большим количеством ветвлений и изгибов. Создание внутри промежутка очагов ДЛИ с помощью неодимового лазера и дополнительного запыления воздуха угольным аэрозолем приводит к увеличению длины электрического разряда и стабилизации его траектории. Измерения проведены при длинах промежутка 1; 1,5 и 1,75 м. Фотографии НР и очагов ДЛИ в промежутках длиной 1 м при задержке Т = 10 мкс и 1,75 м при Т = 30 мкс приведены на Рис. 2,а,б соответственно. Амплитуда тока НР на низковольтном электроде зависит от задержки Т и при амплитуде импульса 11=1 МВ ток разряда длиной 1 м возрастает от 5 - 7 А при Т = О до 15 А при Т = 600 - 1000 мкс. Средняя скорость прорастания НР (1-8 см/мкс) существенно больше (в 2- 4 раза), чем скорость прорастания канала без ДЛИ, и зависит от времени задержки Т и от длины разряда.

При 2 МВ без ДЛИ импульсный электрический пробой происходит при длине промежутка до 1,7 м. Ярко светящаяся траектория искрового разряда неустойчива, с большим количеством ветвлений и изгибов. Скорость прорастания канала не превосходит 3 см/мкс.

ДЛИ создавалась на высоте 2-3 м от проводящего пола СОг-лазером без дополнительного запыления воздуха аэрозолем. Расстояние между очагами оптического пробоя менялось от 5 до 20 см по мере их удаления от фокуса. Получены направляемые вдоль ДЛИ электрические разряды длиной до 4 м, траектория которых совпадает с траекторией лазерого луча на 70-90% (Рис.2,г). Направление разряда и замыкание промежутка происходит в диапазоне временных задержек Т от 0 до 1,5 мс между срабатыванием лазера и импульсного трансформатора, то есть с повышением напряжения диапазон задержек расширяется. Амплитуда

Рис.2. Электрические разряды, направляемые ДЛИ (а,б,г) и металлическими шариками диаметром 4 см (в). Длина разряда 1 м - а; 1,75 м - б; 1,4 м - в; 3 м - г. и = 1,1 МБ -а,б,в. и = 2,2 МБ -г. Луч лазера идет слева направо через отверстие в заземленном электроде. Яркие точки в промежутке - очаги ДЛИ. Яркое пятно справа - разогретый лазером высоковольтный электрод.

тока НР составляла ~ 500 А и мало изменялась. Скорость движения НР 15-20 см/мкс в длинных промежутках (2-4 м) значительно превышает скорость лидера 3 см/мкс в более коротких промежутках (-1,5 м) без ДЛИ. Скорость НР зависит от задержки Т и от количества очагов оптического пробоя на единице длины. С увеличением погонной плотности ДЛИ от 20 до 5 очагов на 1 метр скорость НР растет от 8-10 до 18-20 см/мкс.

Очаги плазмы ДЛИ расположены далеко друг от друга, поэтому их влияние может быть аналогичным влиянию уединенных металлических шариков, у поверхности которых имеется значительное количество свободных электронов. Влияние очагов лазерной плазмы экспериментально моделировалось с помощью металлических шариков радиусом от 0,5 до 2 см, помещенных внутрь промежутка. Шары радиусом Я=2см, расположенные на расстоянии I = 10 см или 20 см друг от друга, увеличивают длину искры до 140 см при вероятности пробоя 100% для I. = 10 см и 30% для I = 20 см. Разряд происходит между шарами, его траектория полностью определяется расположением шаров (Рис.2,в). Уменьшение размеров шариков приводит к уменьшению максимальной длины пробиваемого промежутка даже при пропорциональном уменьшении Ц например, при й = 0,5 см и !_= 10 см длина искры менее 1 м.

Модель. Влияние металлических шариков на развитие пробоя и направление траектории разряда заключается в усилении внешнего электрического поля Ео за счет поляризации шара, который приобретает дипольный момент <1 = яЗе0 и к внешему полю добавляется поле поляризованного диполя, Е-|=[3(с1г1)г1- й^2]/^, где г, - радиус-вектор из центра шара. На поверхности шара в точках на оси диполя внешнее электрическое поле усиливается в три раза Е = Ео + Е-| = ЗЕо, а на окружности, плоскость которой перпендикулярна вектору напряженности внешнего электрического поля и проходит через центр шара, поле ослабляется и равно нулю. Таким образом, происходит преимущественная ориентация и усиление поля, что приводит к значительному ускорению процессов ионизации и направленному движению стримеров от шарика к шарику. Пробой инициируется у поверхности шарика и, если его емкость мала, то с противоположных сторон шарика прорастают положительные и отрицательные стримеры, за которыми прорастают положительный и отрицательный лидеры. Такой механизм ускоряет процесс пробоя и снижает пробойное напряжение, поскольку напряженность электрического поля, необходимая для движения положительного стримера, в два раза меньше, чем для отрицательного. Прорастание лидерных каналов увеличивает длиу диполя и еще больше усиливает поле на его концах. Полученное нами экспериментально увеличение

длины пробиваемого промежутка с 60 см до 140 см при помещении в нем шариков подтверждает возможность такого механизма.

Поле у поверхности шаров усиливается при приближении к ним стримеров или лидера. Если поле Ео близко к полю точечного источника, находящегося на расстоянии 1_ от шара, то на поверхности шара в точках, лежащих на оси диполя, усиление поля Е/Ео = 3 + 13/1-. Сумарное поле между шарами с учетом эффектов усиления поля имеет минимум внутри промежутка. Принимая ЕкР в минимуме для анодонаправленного стримера равным 10 кВ/см получим для I) = 1 МВ наибольшую длину промежутка 1-т между шариками : « ЮЯ0,5 + ЗЯ7/8. Для И = 2 см это дает = 19,6 см и для В = 0,5 см, Цп= 8,7 см. Для катодонаправленного стримера критическое поле равно 5 кВ/см, поэтому значения 1-т возрастают до 25 и 11 см соответственно. Оцененные 1_т согласуются с экспериментальными результатами пробоя промежутков с шариками при разных И и 1_.

Размер лазерных очагов при Т = 10 мкс составляет 0,8-1,5 см, температура, оцененная по теории точечного взрыва с учетом противодавления, - 2500-3000 К, проводимость ~105 с"1, поэтому их влияние, аналогичное влиянию металлических шариков, должно осуществляться на расстояниях 10 - 15 см. В данных экспериментах расстояние между лазерными очагами составляло 3 - 10 см (в некоторых местах до 15 см), поэтому пробой происходил с вероятностью 100%. Наличие свободных электронов также способствует преимущественному развитию стримеров и лидеров у плазменных очагов оптического пробоя.

В резделе 2.3 изложены результаты исследования НР, когда погонная плотность плазменных очагов ДЛИ достаточно велика и области с понижунной плотностью газа сливаются в один протяженный канал. Использовалиись импульсы напряжения амлитудой 200-300 кВ, длительностью 35 не и фронтом 4 не или амплитудой 600 кВ, длительностью 30 не и фронтом 10 не. Динамика напряжения в передающих линиях и в канале НР исследовалась емкостными делителими с временным разрешением не хуже 0,3 не. ДЛИ протяженностью от 1 см до 1 м создавалась неодимовым лазером в воздухе с распыленным аэрозолем.

В отсугсвие ДЛИ вблизи высоковольтного электрода наблюдается слабосветящаяся корона. При напряжении 250 кВ ток в цепи заземленного электрода регистрируется при длине разрядного промежутка менее 7 см. Скорость распространения разряда при этом составляет 0,5 см/нс. При создании ДЛИ длина пробиваемого промежутка существенно увеличивается - до 40-60 см. Вид канала НР и его характеристики определяются временем задержки Т между образованием ДЛИ и приходом на электрод высоковольтного импульса. НР длиной 20 см и

больше обычно не возникал при Т > 1000 мкс при напряжении 250 кВ и энергии лазерного импульса 70 Дж .Можно выделить три характерных диапазона задержек:Т= 0-10 мкс, 10-150 мкс и более 150 мкс. На Рис. 3 приведены фотографии разряда вдоль ДЛИ при различных задержках. При Т = 0-10-20 мкс разряд следует по очагам лазерного пробоя, при этом возможно даже его распространение в направлении перпендикулярном оси ДЛИ (Рис.3,а), если это направление дает минимальные расстояния между двумя очагами ДЛИ. Оптимальные направляющие свойства ДЛИ реализуются при Т = 10 - 150 мкс: траектория разряда наиболее близка к прямолинейной (Рис. 3,6), и максимальны скорость, ток и длина НР. При погонной плотности лазерной энергии 1 Дж/см скорость НР 3 см/нс, что на порядок превосходит скорость, полученную другими авторами, при той же плотности лазерной энергии и амплитуде электрического импульса, но с более длинным фронтом (100-200 не) Таким образом, скорость направляемого разряда растет при увеличением крутизны фронта электрического импульса. С увеличением энергии лазера и увеличением амплитуды импульса напряжения скорость и ток НР растут, а сопротивление канала - падает. Максимальная скорость НР 20 ± 10 см/нс при 11=250 кВ получена при погонной плотности энергии лазера 7 Дж/см. При оптимальных задержках промежуток замыкается с вероятностью близкой к 100%, при Т < 10 мкс или Т > 150 мкс вероятность замыкания промежутка может упасть до 1020%. При Т>150 мкс траектория разряда становится неустойчивой и может ветвиться. При задержках ~100 мкс канал НР обходил участки с наиболее интенсивной начальной ионизацией (очаги оптического пробоя) на расстоянии 0,5 - 1 см от оси ДЛИ (Рис. 3,в). При Т > 400 мкс траектория направляемого разряда проходит через весь разрядный промежуток на расстоянии 0,5 - 2 см от оси ДЛИ (Рис. 3,г).

Зависимость НР от Т объясняется эволюцией ДЛИ. После окончания лазерного импульса на трассе остаются плазменные очаги оптического пробоя размером ~ 1 мм с температурой до 5.5 эВ и давлением ~ 1000 атм при вложенной в один очаг энергии - 0,5 Дж и расстоянии между соседними очагами 0,5 - 4 см. От каждого очага распространяется сферическая ударная волна, за фронтам которой остается горячая плазма. Время формирования очагов ДЛИ, оцененное по теории точечного взрыва, составляет 5-10 мкс. Съемка с помощью СФР с временем экспозиции кадра 1,3 мкс, показала, что как ДЛИ, так и канал НР в случае замыкания промежутка излучают в течение 30-40 мкс с интенсивностью, достаточной для регистрации СФР. В первые 5-10 мкс происходит рост очагов, которые еще изолированы друг от друга слоями воздуха с

высокой плотностью. Направляющие свойства ДЛИ при Т = 0-10-20 мкс будут аналогичным действию металлических шариков. Через 10 -20 мкс ударные волны (или области разрежения газа), смыкаются и происходит формирование канала с пониженной плотностью газа, составляющей ~ 0,1 от нормальной. Момент образования канала определяет время наиболее оптимального развития НР. Разряд развивается в канале с пониженной плотностью и высокой предыонизацией, который и задает направление в пространстве. Через -100 мкс в плазменных очагах образуются каверны кольцевой структуры, причем область с максимальной ионизацией и минимальной плотностью газа смещается при этом от центра очага оптического пробоя. Этим и объясняется огибание траекторией разряда центра очага. В наших экспериментах зарегистрирована грушевидная форма лазерного очага, в результате чего, по-видимому, и происходит дальнейшее проникновение холодного воздуха в его центр (вдоль оптической оси со стороны падения лазерного

излучения). При Т>150 мкс происходит разрушение канала ДЛИ из-за турбулентного перемешивания с окружающим холодным воздухом, поэтому траектория разряда становится неустойчивой.

Высокоскоростные волны ионизации в НР вдоль ДЛИ

С помощью ЭОП обнаружено, что НР начинается в виде волны ионизации, стартующей с высоковольтного электрода со скоростью 2-3 см/нс. Динамика ВВИ в промежутке в основном определяется временем жизни ДЛИ, то есть временем задержки Т. При Т < 10 мкс скорость фронта ВВИ по мере отхода от электрода сначала плавно уменьшается, а затем резко возрастает и становится в 2-6 раз больше стартовой, поэтому разряд достигает заземленного электрода с большой скоростью - 4 - 20 см/нс. При оптимальных задержках (10-100 мкс) скачок скорости происходит вблизи высоковольтного электрода и разряд распространяется по промежутку с постоянной скоростью 4-20 см/нс. С увеличением задержки Т>100 мкс скачок скорости происходит на более далеких расстояниях от высоковольтного электрода. Средняя скорость при этом падает от 8 - 20 см/нс до 0,3 - 0,6 см/нс. При Т=1300 - 1500 мкс замедление фронта разряда может быть настолько существенным, что ЭОП регистрирует его остановку. При этом в некоторых случаях через 535 не после остановки (соответственно через 25 - 55 не после начала пробоя) разряд может продолжать движение со скоростью, которая в 2-3 раза больше стартовой. Поскольку длительность высоковольтного импульса на электроде 35 не, то разряд после остановок может распространяться только (через 10 - 20 не после снятия напряжения) за счет запасенной энергии и проходит при этом расстояние до 10 см.

Как указано выше, вид траектории НР зависит от задержки Т в этих же трех характерных диапазонах. Соответственно можно выделить два вида неоднородностей, существенных для распространения волны ионизации, - участки без лазерных очагов при задержках менее -10-30 мкс и участки с плотным расположением очагов ДЛИ (либо сами очаги) при задержках более -100 мкс. В эксперименте зарегистрировано, что при подходе к таким неоднородностям длиной 2-5 см фронт волны ионизации останавливается на 1-5 не, а затем замыкает неоднородный участок с возросшей в 2-6 раз скоростью. В местах остановки волны ионизации зарегистрировано образование стримерной короны. Иногда траектория разряда в таких точках ветвится. При задержках более 1000 мкс ионизующая волна движется по промежутку с меньшей скоростью, но равномерно, локальных остановок не наблюдается, что свидетельствует о сильной турбулизации газа в канале ДЛИ к этому моменту времени.

Если при отрицательной полярности скорость волны ионизации не

превышает 6 см/нс, то в момент замыкания промежутка от заземленного электрода в обратную сторону начинает распространяться фронт свечения, который относится к волне возвратного удара, скорость которого в 3 - 5 раз выше и близка к скорости света.. Эта стадия обычно наблюдается в длинных искрах или в молнии. После возвратного удара наблюдается фаза длительного (более 100 не) интенсивного свечения канала.

Если ДЛИ создавалась между двумя электродами один из которых находился при положительном потенциале, а другой - при отрицательном, то наблюдались ВВИ с обоих электродов. При задержках менее 200 мке пробой с электродов начинался практически одновременно. При задержках более 200 мке пробой с отрицательного электрода начинался на 8-10 не позже, чем с положительного. Это связано с тем, что для развития пробоя с электрода и движения положительных стримеров требуются в 2-2,5 раза меньшая напряженность электрического поля. После встречи отрицательной и положительной ВВИ внутри промежутка возникает яркое свечение, и волны ионизации продолжают движение к: электродам, производя более интенсивное свечение.

Для проверки модели металлических сфер были проведены электронно-оптические исследования динамики разряда в случае, когда в разрядном промежутке длиной 10 см создан одиночный очаг оптического пробоя. При Т<300 мке электрический пробой в виде волн ионизации всегда начинался на лазерном очаге. В обе стороны от лазерного очага распространялись волны ионизации, причем скорость ВВИ положительной полярности в 1,5 -2 раза выше скорости волны отрицательной полярности. Развитие разряда не от электрода, а от плазменного очага можно объяснить усилением поля вблизи поверхности плазменного очага, так же как у металлического шара, и наличием свободных электронов. При этом наличие свободных электронов играет существенную роль, поскольку если плазменный очаг заменить металлическим шариком примерно такого-же диаметра (2 см), то скорость волн ионизации с него уменьшалась на порядок, от 4-6 см/нс до 0,3 - 0,5 см/нс, причем развивалась только положительная ВВИ. С увеличением задержки Т и соответственно увеличением размера плазменного очага оптического пробоя размазывалась и область, в которой начинался электрический пробой в виде ВВИ. При Т>300 мке волна ионизации начиналась на электроде и распространялась по промежутку с примерно постоянной скоростью. Такое развитие разряда вблизи поверхности плазменного очага позволяет объяснить, почему при малых задержках (0-10 мке) волна следует строго по плазменным очагам ДЛИ, а также каким образом разряд всегда замыкается на ближайший к электро-

ду очаг. Пробой на каждом очаге начинается до подхода фронта волны, движущейся от высоковольтного электрода, поэтому всегда и возникает картина канала, замыкающего очаги плазмы по кратчайшему пути.

Для выяснения устойчивости канала НР и возможности создания каналов разной формы были созданы НР как с двумя каналами длиной по 20 см каждый, так и каналами разной длины - 25 и 15 см. При этом два канала НР можно создать как от одного электрода, так и от разных электродов, но с замыканием на третий общий электрод. Для создания НР с ломаной траектории использовались два лазерных луча, которые создавали две ДЛИ с взаимо перпендикулярными траекториями, так, что в целом ДЛИ имела форму прямого угла из двух отрезков по 10 см. На расстоянии 6 см от вершины угла траектории ДЛИ находился заземленный шар диаметром 5 см для создания дополнительного возмущения на распространение НР. Электрический разряд при напряжении 250 кВ следовал строго вдоль ДЛИ. Вблизи точки поворота разряд распространяется в область более слабого внешнего поля перпендикулярно к направлению первоначального движения. Это свидетельствует о том, что стабилизация траектории электрического разряда с помощью ДЛИ настолько эффективна, что разряд устойчиво распространяется вдоль ДЛИ даже по непрямолинейной траектории и при наличии возмущающих внешних факторов в виде дополнительных заземленных тел.

Исследование пространственно-временной динамики потенциала в канале НР вдоль ДЛИ длиной 60 см выполнено с помощью пяти емкостных делителей, которые располагались на расстоянии 0; 10; 20; 30 и 40 см от высоковольтного электрода. Обнаружено,что при оптимальных задержках разряд развивается в виде волны потенциала со скоростью 3 см/нс в течение 6-12 не, проходя при этом расстояние 20-40 см в различных экспериментах. Ширина фронта волны увеличивается от 10 см в начале распространения до 20 см в конце. Затем скорость сильно падает, и устанавливается распределение потенциала, которе слабо меняется до окончания электрического импульса. В наносекундном масштабе времен это воспринимается как остановка фронта. При временных задержках, отличных от оптимальных (менее 10 мке или более 150 мке), имеет места, и распределение потенциала слабо меняется со временем., хотя потенциал и распределяется вдоль канала ДЛИ. Скорость прорастания разряда и его длина в этом случае в 2-3 раза меньше. При понижении амплитуды импульса ниже 150 кВ волна потенциала также не возникает.

В заключительном параграфе раздела 2.3 изложены оценки параметров ДЛИ, обсуждаются основные механизмы влияния ДЛИ на

развите направляемых разрядов и причины расплывания фронта волны потенциала в канале НР и его остановки. Параметры канала ДЛИ (размер, плотность, температура) оценивались по теории точечного взрыва, концентрации электронов и ионов - по формуле Саха.

Расплывание фронта анализировалось на основе модели нелинейной диффузии потенциала (О.А.Синкевич и Ю.В.Трофимов) вдоль плазменного столба, при которой роль коэффициента диффузии играет концентрация электронов во фронте. Распространение потенциала вдоль оси (х) плазменного канала можно описывать уравнением

Здесь потенциал обезразмерен на амплитуду импульса напряжения, расстояние на толщину канала, время - на 1/4ясо, где сто - начальная проводимость, а- коэффициент ионизации Таунсенда, ц- подвижность электронов, V - скорость распространения волны потенциала. В случае нелинейной . диффузии задние участики на распределении <р(х) диффундируют быстрее, чем в линейном случае, и формируется профиль потенциала, имеющий точку перегиба. В качестве нулевого приближения возьмем ступенчатый потенциал, линейно спадающий от 1 до 0 (в безразмерных переменных) на расстоянии I, (т.е. с шириной фронта I). Изменение / оценим из:

ôlidl « /2öVdt2 = a/Sx ]Э[ехр(<хц/у) ocp/öx1 J/ôx1 [l+Cx-x1 )2 ]-°-5 dx1 Подставляя модельное распределение потенциала получаем в размерных переменных: dlhdt ~ 4jtcroroexp(an/v) ~ 4тотоГоехр(у;//у) Получаем оценку для скорости расплывания фронта в наиболее простом случае, считая, что скорость фронта v ~ vj, ôl/дt=const, то есть фронт расплывается линейно со временем. Формула для скорости v = v,//ln(n/no) ~ <xve//ln(n/no) означает, что фронт продвигается на расстояние, равное своей ширине, за время, в течение которого концентрация электронов во фронте нарастает от начального значения по до значения п, необходимого для выравнивания потенциала в течение

длительности фронта. На начальном этапе распространения волны потенциала Iq =10 см, следовательно Е/Р = -300 В/см Topp., и получаем v ~ 10 см/нс, что удовлетворительно согласуется с экспериментом.

Зависимость Vj ~a(E/p)ve,, имеет резкий экспоненциальный спад, и, следовательно, в некоторый момент времени, когда Е/Р во фронте вследствие расплывания последнего уменьшится до критического значения, произойдет резкое уменьшение скорости. Значение частоты

Scp/ôt = Î9[exp(ap/v) àpldx1 ]!дх1 , dx'

УК*-*')

ионизации во фронте v,o на начальном этапе распространения находится в области насыщения кривой vj(E/P) при (Е/Р)о = 300 В/см.Торр. В процессе роста ширины фронта через время t* при I = ( значение частоты ионизации v,(E/P) попадает в область экспоненциального спада. Это происходит при Е/Р ~ 100 В/см Topp, что соответствует ширине фронта /* ~ 30 см. Скорость распространения фронта v ~ Ых при этом сильно падает, что воспринимается как остановка фронта. Значение I ~ 30 см удовлетворительно согласуется с экспериментальными данными.

Время эффективного распространения t" составляет величину t* « (Ыо)/( 51/а)* {/*-/0)/( 4яо0г0ехр(ацЛ/)) = 25 не, что также согласуется с экспериментом. Для эффективного распространения волны потенциала необходимо, чтобы начальное значение vj во фронте попадало как можно дальше в область насыщения кривой v,(E/P). При низких E/N нелинейность диффузии потенциала, обеспечивающая поддержание крутого фронта, мала, и процесс распространения потенциала больше напоминает линейную диффузию, которая приводит к расплыванию фронта исходного импульса. Итак, при амплитудах 100-500 кВ основным фактором, определяющим направляющие свойства ДЛИ в области оптимальных задержек, является понижение плотности газа в ее канале в результате газодинамического расширения нагретых областей, а наличие предварительной ионизации оказывает второстепенное воздействие. Для эффективного распространения разряда необходимо также использовать электрический импульс с максимально крутым фронтом с целью реализации высоких значений Е/Р во фронте.

В главе 3 изложены результаты исследований высокоскоростных волн ионизации при импульсном пробое длинных газоразрядных трубок.

В разделе 3.1 описаны экспериментальная установка и диагностика (Рис.4). Импульсы высокого напряжения от генератора (ГИН) 1 нано-секундной длительности передаются по коаксиальной линии 2 на высоковольтный электрод 3 стеклянной или кварцевой разрядной трубки 4, которая является продолжением центрального проводника передающей линии 2. Разрядная трубка окружена цилиндрическим металлическим экраном 5 с внутренним диаметром 55 мм, который со стороны высоковольтного электрода соединен с экраном коаксиальной линии, а на противоположном конце соединяется с заземленным электродом 6, шунт 7 служит для измерения тока, текущего через разрядную трубку. Заземленный электрод 6 имеет вид полого цилиндра и на его торце расположено окно 8 для вывода излучения из трубки. В некоторых экспериментах это окно было сделано из лавсановой пленки толщиной 12,5 мкм (энергетический порог пропускания электронов 40 кэВ), что обеспечивает вывод из трубки высокоэнергетичных электронов, которые регист-

/

12/'

Рис.4.

рировались с помощью цилиндра Фарадея 9. Использовались разрядные трубки диаметром от 4 до 9,5 мм и длиной от 38 до 200 см. Во избежание пробоев при амплитудах импульсов 100-300 кВ пространство между разрядной трубкой и экраном заполнялось изолятором: трансформаторным маслом (диэлектрическая проницаемость г = 2), или дистиллированной водой (е = 80), или азотом под давлением 10 атм. Коаксиальная передающая линия состояла из внешнего заземленного цилиндра с внутренним диаметром 55 мм, и высоковольтного центрального проводника в виде стержня с диаметром от 3 до 20 мм для изменения волнового сопротивления линии от 10 до 90 Ом. Линия заполнялось маслом, или водой, или азотом под давлением 10 атм. Амплитуда импульсов напряжения менялась в пределах от 60 до 300 кВ при их длительности 9 и 35 не и времени нарастания фронта 2,5 и 4,5 не. Эксперименты проводились в режиме разовых пусков, без предварительной ионизации газа в трубке. Параметры импульса напряжения в передающей линии, на высоковольтном электроде и вдоль разрядной трубки измерялись емкостными делителями 10 с временным разрешением ~ .0,3 не. Ток в линии и в разрядной трубке измерялся шунтами обратного тока 11, которые были включены в разрыв экрана, и шунтом 7 в цепи заземленного электрода. Оптическое излучение регистрировалось вакуумными фотоэлементами 12 типа ФЭК или ФК19 и ИБО-1850 (Великобритания) с временным разрешением 0,1 не. Электрические сигналы подавались на скоростные осциллографы. Средняя скорость волны ионизации измерялась по временному сдвигу между сигналами с емкостных делителей, либо с шунтов. Динамика скорости по длине трубки исследовалась с помощью электронно-оптической камеры "АГАТ СФ-3",.

В разделе 3.2. представлены экспериментальные данные о скорости, токе и затухании ВВИ.

Экспериментальные данные по затуханию потенциала во фронте ВВИ обычно обрабатывались в предположении, что справедлив

экспоненциальный закон затухания U(x) = Uexp(-ax), где U(x)-- амплитуда фронта ВВИ на расстоянии х от высоковольтного электрода, U-начальная амплитуда. На Рис.5 представлены зависимости коэффициентов затухания а, скорости и тока от давления для разных газов при напряжении U=250 кВ. Обнаружено, что коэффициент затухания имеет минимум, который, достигается примерно в том же диапазоне давлений, где скорость и ток максимальны. Ранее зависимости с максимумом были получены только для скорости. Таким образом, для ВВИ существует диапазон давлений, зависящий от рода газа, наиболее благопрятный для ее распространения. Это давление в гелии почти на порядок выше, чем в азоте. Величины максимальной скорости vmax для разных газов при напряжении 250 кВ приблизительно одинаковы (~20 см/нс), и это -наивысшие скорости, полученные для волн ионизации в лабораторных условиях. Для этих экспериментов vmax в пределах погрешности измерений совпадает со скоростью свободно летящего электрона с энергией 250 кэВ. При напряжениях импульсов на порядок ниже vmax зависит от рода газа. Следовательно, в настоящей работе достигнуты предельные значения скорости ВВИ для данной амплитуды напряжения.

Обнаружено, что на величину vmax сильное влияние оказывает величина эффективной диэлектрической проницаемости изолятора sef, окружающего разрядную трубку. £ef определяется комбинированным вдоль радиуса диэлектриком: стекло - наполнитель (вода,масло): vmax тем меньше, чем больше sef. При использовании в качестве изолятора дистиллирован-ной воды vmax падает до 4-5 см/нс. Предельная максимальная скорость движения фронта волны в этом случае, по нашему мнению, будет ограничена скоростью подвода электромагнитной энергии к фронту по коаксиальной передающей линии, центральным проводником которой является столб плазмы с высокой проводимостью. Если считать плазму идеальным проводником, то скорость электромагнитной волны (ТЕМ типа) меньше скорости света в вакууме в eej0,5 раз. Стеклянная (или кварцевая) трубка даже с тонкой стенкой сильно снижает sef, например, при заполнении водой от 80 до 25 - 30, поэтому предельная скорость распространения ВВИ оказывается ниже скорости света в вакууме в 5-6 раз. Реальная скорость движения ВВИ будет еще меньше, так как кроме подвода энергии она определяется скоростью ионизации во фронте, которая должна обеспечить вынос потенциала в промежуток и зарядку емкости плазма-экран. В случае применения масла в качестве изолятора s0f ~3, поэтому величина vmsx лежит около 15 см/нс.

Ток проводимости, текущий за фронтом ВВИ, определяется зарядкой коаксиального конденсатора плазма-экран: I = CUfV, где С - погонная

Рис.5. Зависимости скорости ВВИ (1), тока (2) и коэффициента затухания (3) от давления газа (кПа). а - азот, б - воздух, в - гелий, и = -250 кВ. Трубка длиной 48,5 см, диаметром- 4 мм. Диэлектрик - азот._

емкость, Uf - напряжение во фронте. При такой модели зависимости для тока похожи на аналогичные зависимости для скорости ВВИ. Максимальные амплитудные значения тока для всех исследованных газов для условий Рис.5 были примерно одинаковы 1,5-1,7 кА, что существенно превышает величину токов, полученных ранее (100-200 А), Дальнейшее увеличение тока волны до 10 кА (плотность тока -10 кА/см2) при напряжении 300 кВ было достигнуто за счет повышения погонной емкости при окружении разрядной трубки жидким диэлектриком - водой..

Поскольку плазма обладает конечной проводимостью, то для переноса тока за фронтом необходимо создать электрическое поле, поэтому амплитуда потенциала во фронте ВВИ будет уменьшаться, и затухание ВВИ является неизбежным процессом. Затухание амплитуды должно приводить к затуханию скорости по мере удаления ВВИ от электрода. Исследование динамики ВВИ производились с помощью 3OK "Агат - СФ-3" в режиме непрерывной развертки по излучению из разрядной трубки диаметром 0,8 см и длиной 80 см в линии диаметром 5,4 см с водяным диэлектриком при амплитуде импульса 150 кВ, его длительности 35 не и фронте 3,5 не. При подаче на электрод импульса отрицательной полярности в прикатодной области возникает яркое свечение при всех исследованных давлениях воздуха (0,1-760 Topp). После, появления прикатодного свечения через некоторое время задержки tc волна свечения стартует от высоковольтного электрода и движется вдоль трубки. Время tc умньшается с ростом давления от 8 не при

давлении 0,5 Тор до 0,5 не при 10 Тор. При замене водяного диэлектрика на трансформаторное масло картина старта качественно не изменяется.

На начальном этапе движения практически при всех исследованных давлениях наблюдается ускоренное движение волны от катода до расстояний -10 см и лишь при давлениях, близких к атмосферному, скорость ВВИ начинает уменьшаться практически сразу от катода. Существует некоторое критическое давление воздуха -150 Тор, выше которого волна резко затухает на начальном участке. Замедление фронта становится настолько существенным, что ЭОП фиксирует ее остановку. В обширной области давлений волна ионизации, достигнув на начальном этапе своей максимальной скорости, близкой к скорости электромагнитного сигнала в сложном диэлектрике стекло - вода (5,5 см/нс), далее движется до анода почти равномерно с незначительным замедлением. Затухание амплитуды в этой области мало, а средняя скорость велика и можно говорить о существованиии оптимальной области давлений.

Исследована возможность ускорения фронта ВВИ. Для этого использовалась разрядное устройство с изменяющимся по длине диэлектриком: вода плавно по длине трубки (на 40 см) заменялась на оргстекло и масло, диэлектрические постоянные которых близки (е=2,2). Скорость ВВИ возрастала при движении вдоль разрядной трубки пока меняется диэлектрик, где достигала максимального значения, которое может в 1,5 раза превышать максимальную скорость в линии с водой.

В разделе 3.3 представлены экспериментальные результаты исследования динамики фронта ВВИ, процессы в котором, в основном, и определяют свойства ВВИ. Одним из уникальных свойств ВВИ является уменьшение длительности фронта волны при ее движении вдоль разрядного промежутка, так называемое "обострение" фронта. Ранее при напряжениях импульса (5 - 30 кВ) обострение фронта ВВИ наблюдалось только при положительной полярности импульсов и при наличии предварительной ионизации. В наших работах обнзружуно, что при повышении напряжения выше 150-200 кВ ситуация кардинально меняется и обострение фронта обнаружено при обеих полярностях до -0,5 не при апряжениях 150-700 кВ в разных газах в диапазоне оптимальных давлений без предыонизации и при разных диэлектриках. Диапазон давлений, где фронт волны расплывается, совпадает с диапазоном, где затухание амплитуды ВВИ резко нарастает, а скорость ВВИ также резко уменьшается. Таким образом, в этом диапазоне давлений напряженность электрического поля во фронте ВВИ уменьшается не только из-за затухания ее амплитуды, но и вследствие расплывания фронта. Частота ионизации во фронте экспоненциально зависит от E/N, поэтому

процессы ионизации сильно замедляются, что ведет к росту сопротивления столба плазмы и дальнейшему нелинейному затуханию волны, которое может носить характер близкий к пороговому.

Толщина фронта, оцененная как произведение его скорости на длительность, равна 5 - 10 см. Этот размер по величине близок к диаметру металлического экрана (5,4 см), окружающего разрядную трубку. По-видимому, минимальный размер фронта не может быть меньше из-за возбуждения в коаксиальной системе волн высших порядков и должен быть близок к критической длине волны E-волны в коаксиальном волноводе = (D - d) eef0,5 , где D, d - внутренние диаметры коаксиального экрана и разрядной трубки соответственно. Для значений эксперимента D = 5,4 см, d = 0,4 см, eef = 1,39 получим ?чф = 5,9 см. При этих оценках предполагалось, что проводимость за фронтом высока. Концентрация электронов за фронтом ВВИ, оцененная по величине протекающего тока, пе = 4 1015 см 3 для азота при давлении 30 Topp и токе 760 А.

Приведенная напряженность электрического поля в таком фронте равна E/N = (1,1 - 5) 10 14 В см 2 для азота и воздуха в диапазоне давлений 15- 75 Topp, что выше критического значения E/N = 1,1 10 14 В см2, при котором в плазме азота и воздуха появляются высокоэнер-гетичные "убегающие" электроны. Исследованиям высокоэнергетичных электронов в ВВИ и их влиянию на ВВИ посвящен раздел 3-4. использовались воздух и гелий, для которых критические значения (Е/Р) сильно различаются (соответственно 360 и 70 В/см Тор). Длительность электронного тока le с неэкранированного цилиндра Фарадея в воздухе и гелии уменьшается с ростом давления от 30 до 3 не и при высоких давлениях близка к длительности фронта подаваемого высоковольтного импульса. Сигнал с вакуумированного цилиндра Фарадея экранированного лавсановой пленкой, состоит из 1 - 4 коротких импульсов, общая длительность цуга которых не превосходит 10 не, сигнал имеет меньшую амплитуду и исчезает при меньшем давлении, чем с неэкранированного. Амплитуда электронного тока в широком диапазоне давлений близка к амплитуде тока во фронте волны ионизации. Измерения тормозного рентгеновского излучения подтвеждают, что фронт является источником высокоэнергетичных электронов. Максимумы зависимостей токов высокоэнергетичных электронов в воздухе и в гелии смещены по давлению на порядок, такое же смещение ранее был показано для зависимостей токов и скоростей ВВИ отрицательной полярности от давления (Рис.5). Смещение кривых зависимостей токов высокоэнергетичных электронов в воздухе и в гелии согласуется с относительным смещением E/Nkp в этих газах. В гелии ток высокоэнергетичных

электронов регистрируется вплоть до давления 450 Тор, что связано с меньшей величиной Е/Ыкр в гелии, чем в воздухе. Большая длительность сигналов тока с невакуумированного цилиндра Фарадея в обоих газах и уменьшение амплитуды и длительнсти сигналов при экранировке цилиндра Фарадея лавсановой пленкой свидетельствуют, что во фронте волны происходит генерация частиц с различными энергиями и имеется много электронов с энергией меньше 40 кэВ. При отрицательной полярности часть высокоэнергетичных электронов будет опережать фронт ВВИ и создавать перед ним предыонизацию. Они оказывают определяющее влияние на величину области давлений, оптимальных для распространения волны ионизации, на достижение отрицательной волной большей скорости, чем положительной и сдвиг экстремумов скорости и затухания в область меньших плотностей газа, по сравнению с положительной ВВИ.

В разделе 3.5 анализируются полученные результаты и изложена модель формирования и движения ВВИ.

Формирование ВВИ происходит при поступлении на электрод высоковольтного импульса напряжения с крутым фронтом. Если в разрядном промежутке существует начальная ионизация, то начинается поляризация плазмы вблизи электрода и происходит экранировка электрического поля. Фронт импульса должен быть достаточно короткий, чтобы образовавшаяся область избыточного заряда не была нейтрализована за счет движения ионов или за счет диффузии поля по имеющейся в промежутке плазме с низкой концентрацией электронов. В сильном поле избыточного заряда идет интенсивная ионизация, в результате которой потенциал электрода выносится вглубь промежутка и начинается движение волны. Время задержки стаота ВВИ в случае предварительно ионизованного промежутка, в основном, определяется временем поляризации плазмы.

При отсутствии начальной ионизации время задержки старта ВВИ определяется приэлектродными процессами. Для относительно низкой амплитуды импульсов отрицательной полярности (3-30 кВ) необходимая величина эмиссии обеспечивается лишь после загорания катодного пятна, для чего может понадобиться время десятки и сотни наносекунд. При повышении амплитуды до 100 кВ и выше катодное пятно возникает практически сразу, по-видимому, из-за взрывной эмиссии электронов. Задержка старта ВВИ в этом случае связана с образованием объемного заряда вследствие большого эмиссионного электронного тока, и запиранием электронного тока с катода. Для образования плазмы и выноса потенциала необходимо нейтрализовать этот объемьый заряд за счет ионизации и ухода вторичных электронов. Время на его нейтрализацию и определяет время задержки старта, которое близко к нулю при оптимапь-

ных и высоких давлениях газа и растет с уменьшением давления.

При распространении ВВИ по разрядному промежутку ее скорость определяется временем наработки плазмы во фронте волны до величины, достаточной для диффузии потенциала в область фронта. В свою очередь время наработки плазмы зависит от начальной концентрации электронов перед фронтом и от величины Е/Р. Наиболее благоприятной для распространения ВВИ является область давлений, соответствующая порогу генерации "убегающих" электронов для данной величины амплитуды электрического импульса. Предельная скорость ВВИ определяется скоростью убегающих электронов и подводом электромагнитной энергии к фронту.

При понижении давления растет величина Е/Р и увеличивается количество высокоэнергетичных электронов во фронте. С другой стороны, понижение плотности газа приводит к снижению частоты ионизации и к уменьшению скорости ВВИ. Дальнейшее понижение плотности газа приводит сначала к уменьшению предыонизации перед фронтом, а затем к образованию объемного заряда перед фронтом ВВИ и запиранию тока высокоэнергетичных электронов до тех пор, пока не произойдет зарядовая нейтрализация. Скорость ВВИ уменьшится, а затухание возрастет.

При высоких давлениях высокоэнергетичные электроны во фронте отсутствуют и начальная концентрация электронов создается только за счет фотопроцессов, что наряду с уменьшением скорости ионизации в слабых полях приводит к снижению скорости ВВИ.

В случае положительной полярности импульса напряжения высокоэнергетичные электроны, возникающие во фронте ВВИ, движутся в направлении противоположном движению фронта и произвести начальную ионизацию перед фронтом они не могут. Начальные электроны создаются за счет механизмов с переносом излучения, поэтому характеристики ВВИ разной полярности при высоких давлениях совпадают. Максимальная скорость ВВИ при положительной полярности импульса достигается при более высоких давлениях, чем при отрицательной полярности,. будет меньше из-за меньшей величины Е/Р в области фронта.

В "области оптимальных давлений за фронтом ВВИ остается столб высокопроводящей плазмы, поэтому падение напряжения за фронтом незначительно, и ВВИ распространяется без уменьшения скорости. Диссипация энергии за фронтом мала по сравнению с дисспацией энергии во фронте и может определяться раскачкой колебаний.

В четвертой главе приведены исследования, связанные с возможными применениями ВВИ и НР.

В разделе 4.1 рассмотрены общие вопросы их применения. Отмене

но, что перспективность применения ВВП определяется в первую очередь субсветовой скоростью заполнения разрядного промежутка плазмой и наличием во фронте волны сильных электрических полей и высокоэнергетичных электронов, что позволяет осуществить ионизацию и возбуждение газа без его заметного разогрева, то есть направить основной поток энергии электрического импульса по каналу неупругих потерь. Эти свойства позволяют рассматривать ВВИ как новый мощный источник неравновесной плазмы и мощного импульсного излучения.

В разделе 4.2 изложены результаты исследований накачки азотного лазера волнами ионизации. Ультрафиолетовый (337,1 нм) азотный лазер является лазером на самоограниченном переходе С3Пи-В3Пд. Радиационное время жизни уровня С3Пи составляет около 40 не и определяется радиационным переходом на уровень В3Пд. Изучение динамики возбуждения азотного лазера выполнено на той же установке, где изучалась динамика ВВИ. Лазерное излучение выводилось через отверстие в заземленном электроде. Оптический резонатор отсугсвовал и генерация лазерного излучения происходила в режиме сверхизлучения. При всех режимах накачка лазера полностью определялась динамикой волн ионизации. По этой причине импульс лазерного излучения в широком диапазоне давлений имеет два пика, а не колоколообразную форму, как в случае лазеров с поперечной накачкой. Первый пик лазерного излучения дает накачка первой волной ионизации, а второй пик -накачка ВВИ, отраженной от заземленного электрода, поэтому зависимости пиковой мощности и энергии лазерного импульса от плотности газа имеют два максимума. Генерация на длине волны 337,1 нм для условий и характеристик ВВИ, приведенных на Рис. 5, возникала в азоте при давлениях 0,1 - 45 кПа и 0,2 - 25 кПа в воздухе. Полуширина лазерного импульса - 2-4 не. Максимальная амплитуда первого пика (200 кВт) в 1,6 раза больше, чем второго, достигается при делении азота 5 кПа. Этому соотвествует удельная пиковая мощность 33 кВт/см3. В воздухе максимальная мощность - 140 кВт. Максимальная мощность лазера достигается как в азоте, так и в воздухе в области давлений, близких к максимуму скорости ВВИ или несколько выше. При заполнении разрядного устройства водой или маслом вследствие протекания больших токов мощность лазерного излучения в первом пике возрасла. Максимальные мощности лазера 450 кВт при давлении чистого азота 30 Topp и 250 кВт в воздухе получены в разрядной трубке длиной 41 см с внутренним диаметром 9,5 мм при амплитуде импульса отрицательной полярности 300 кВ, длительности 40 не и водяном диэлектрике. Удельные максимальные мощности лазера 15 -33 кВт/см3 в азоте сопоставими с

таковыми для пазеров с поперечным разрядом, что свидетельсвует о перспективности ВВП для накачки.

Пространственно-временная динамика лазерного излучения исследовалась в стеклянной разрядной трубке длиной 41 см с внутренним диаметром 9,5 мм при амплитуде импульса отрицательной полярности 300 кВ, длительности 40 не, фронтом 4 не и водяном диэлектрике в разрядном устройстве. Высоковольтный электрод (катод) имел коническое углубление во избежание отражений излучения в трубку вдоль оси. Для измерения лазерного излучения вдоль разряда в разрядную трубку были помещены 8 стеклянных пластинок, отражающих часть лазерного излучения перпедикулярно оптической оси. Обнаружено, что существует движение пиков лазерного излучения вдоль разрядной трубки. Первый пик излучения движется от высоковольтного электрода (катода) к низковольтному (аноду), а второй - от анода к катоду. Скорость первого пика согласуется с измеренным^ значениями скорости первичной ВВИ, а скорость второго пика существенно превышает их. Скорость второго пика совпадает со скоростью отраженной волны ионизации. Отраженная ВВИ распространяется по высокопроводящей плазме, созданной первой ВВИ, поэтому ее скорость близка к скорости электромагнитного сигнала в разрядной коаксиальной системе. Если плазму заменить металлическим стержнем, то в такой линии скорость электромагнитного синала - 5,5 нс/см. Эта величина близка к измеренному значению скорости второго пика. Следует отметить, что скорости первого и второго пиков излучения и направление их перемещения являются фазовыми, поскольку фотоны всегда летят в одну сторону - от катода к аноду.

В разделе 4.3 рассмотрены вопросы накачки и тушения лазерных уровней и лазерной генерации в воздухе.

При использовании воздуха пиковая мощность и энергия лазера начительно (на порядок при атмосферном давлении) уменьшаются. Это можно объяснить тушением верхнего лазерного уровня азота С3Пи молекулами кислорода, для чего необходимо знать сечения тушения и. измерение радиационного времени жизни состояния С3Пи(и=0). Разброс известных данных радиационного времени жизни от 30 до 46,3 не превышает погрешности измерений. Исследование тушения уровня С3Пи(и=0) молекулами кислорода проведено лишь в двух работах, и полученные сечения отличаются в два раза. Нами при исследовании эффективных времен жизни уровня С3Пи(у=0) для его возбуждения использовался высоковольтный наносекундный импульс, накладываемый на предварительно ионизованную плазму азота. Достоинством этого метода является высокая интенсивность излучения, что позволяет

использовать простую систему регистрации, объемное возбуждение газа, а также возможность исследовать элементарные процессы при условиях, наиболее близких к условиям работы азотного лазера. Измеренное значение радиационного времени жизни тг =37,1 ± 5,5 не хорошо согласуется с рекомендованной для использования величиной 40 не, сечение тушения уровня молекулами азота - о = (1,9 ± 0,3)*10"16 см"2, также согласуется с литературным. Полученная величина сечение тушения состояния С3Пи(у=0) кислородом - <т = (52 ± 11)*10"16 см" 2.существенно больше литературного значения (21±2) 10"16 см"2.

Полученные значения сечений были использованы при анализе генерации азотного лазера в смесях азота с кислородом с полным давлением 19,5 кПа.. Для анализа использовалась трехуровневая модель в приближении насыщенной мощности с учетом тушения молекулами азота и кислорода. Кривая, рассчитанная с использованием наших констант хорошо описывает экспериментальные значения, в отличие от литературных сечений. Таким образом, уменьшение пиковой мощности и энергии азотного лазера при использовании воздуха в качестве рабочего газа по сравнению с чистым азотом объясняется тушением верхнего лазерного уровня молекулами кислорода при высоком давлении.

В разделе 4.4 изложены результаты исследований по возможности использования ВВИ и НР для коммутации и для обострения импульсов.

Возможность использования ВВИ в качестве "обострителя" для получения на активной нагрузке высоковольтных импульсов напряжения с уменьшенным фронтом изучалась на той же установке. Для импульсов амплитудой 200-300 кВ и фронтом 3,5 не минимальные длительности фронта импульсов тока в линии нагрузки составляют ~1 не для волн положительной полярности и ~1,5 не - для отрицательной. Получено обострение фронта до 1,5 не импульсов с амплитудой 700 кВ и начальном фронтом 8-9 не. Для обострения фронта необходимо, чтобы время движения ВВИ превышало длительность фронта исходного импульса.

Возможность создания нового типа коммутаторов с помощью направляемого по ДЛИ разряда, а также возможность использования канала НР в системах передачи энергии исследовались в схеме, описанной в главе 2.3, в которой в качестве нагрузки в цепи второго электрода использовалась приемная коаксиальная линия, аналогичная передающей линии от генератора. Использовались высоковольтные импульсы амплитудой 250 и 600 кВ длительностью 35 не. При длине межэлектродного промежутка 60 см и 11=600 кВ его замыкание разрядом происходит со скоростью 3 см/нс в сравнительно узком диапазоне задержек Т = 30 - 60 мкс. При длине 40 см НР замыкает промежуток в

более широком диапазоне Т=10-200 мкс. Максимальная скорость достигается примерно при тех же значениях задержек Т=20-30 мкс, что и для длины 60 см. При оптимальных задержках не только скорость максимальна, но и максимальна эффективность передачи тока и напряжения и энергии, а также максимальна проводимость разрядного канала. Для увеличения длины коммутируемого промежутка, замыкаемого НР, следует увеличивать амплитуду и длительность импульсов напряжения, а для уменьшения активного сопротивления канала -использовать низкоомные генератор и приемник. При длительном протекании тока по таким системам следует учитывать обнаруженное нами развитие винтовой неустойчивости канала направляемого разряда.

III. ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ.

В заключении сформулированы выводы.

На основе полученных результатов можно утверждать, что быстрые стадии электрического пробоя, развивающиеся в виде высокоскоростных волн ионизации имеют общую физическую природу как при пробое электроразрядных трубок, так и при пробое длинных открытых промежутков. Форма траектории разряда и направление распространения ВВИ могут быть заданы либо диэлектрическими стенками, как в случае электроразрядной трубки, так и с помощью длинной лазерной искры, создаваемой импульсным лазером. Для инициирования ВВИ в обоих случаях на электроде необходимо создать скачок потенциала за время в несколько наносекунд. Обнаруженные свойства такого пробоя позволяют понять механизм формирования направляемых разрядов, расширяют возможности их применения и позволяют прогнозировать получение сверхдлинных электрических разрядов, направляемых лазерной искрой. Проведенные исследования направляемых разрядов и ВВИ предложенные на их основе физические модели позволяют говорить о создании нового направления в физике газового разряда.

Основные результаты диссертационной работы можно сформулировать следующим образом.

1. Установлены общие закономерности развития направляемого лазером электрического разряда. Основное влияние на характеристики разряда оказывают три параметра: погонная плотность очагов оптического пробоя ДЛИ, время жизни ДЛИ до прихода высоковольтного электрического импульса, крутизна фронта высоковольтного электрического импульса. Скорость НР и его длина в несколько раз больше скорости лидера без ДЛИ и длины пробиваемого без ДЛИ промежутка

Предложены физические модели развития направляемого разряда:

Если очаги оптического пробоя ДЛИ расположены достаточно далеко, то направляющие свойства ДЛИ обусловлены усилением электрического поля вблизи плазменных очагов ДЛИ, как у поверхности металлических шаров. Наличие свободных электронов облегчает пробой и увеличивает скорость движении направляемого разряда вдоль ДЛИ

Если погонная плотность очагов ДЛИ достаточно велика и области разрежения газа в процессе их эволюции перекрываются, то механизм развития электрического разряда определяется временем существования ДЛИ. В течение первых 10-20 мкс очаги оптического пробоя еще не слились и их можно рассматривать как изолированные проводящие шарики аналогично предыдущему случаю. В диапазоне 10-150 мкс в результате слияния очагов ДЛИ образуется канал с пониженной плотностью газа и высокой ионизацией. В этом диапазоне скорость и ток направляемого разряда максимальны, а его траектория наиболее длинная и близка к прямолинейной. При временах более 100-150 мкс в результате турбулизизации газа происходит разрушение канала с пониженной плотностью, скорость HP падает, его траектория становится неустойчивой.

Продемонстрировано, что траектория канала направляемого разряда при оптимальных условиях хорошо стабилизирована расположением плазменных очагов ДЛИ. Созданы направляемые разряды со сложной траекторией и с двумя независимыми траекториями.

2. Обнаружено, что направляемый разряд при большой крутизне электрического импульса развивается в виде высокоскоростной волны ионизации. Движение ионизующих волн может быть как равномерным со средней скоростью распространения 3-20 см/нс, так и с остановками, ступенчатым образом. Впервые зафиксировано самораспространение волны ионизации после снятия напряжения.

Показано, что распространение ВВИ при оптимальных условиях происходит в виде нелинейной диффузии потенциала вдоль канала ДЛИ. В процессе движения ширина фронта ВВИ увеличивается, и это приводит к значительному уменьшению ее скорости и к остановке из-за резкого падения частоты ионизации во фронте.

3. Установлены общие закономерности образования и динамики высокоскоростных волн ионизации в длинных разрядных трубках и предложена физическая модель ВВИ. Комплексные исследования при напряжениях 100-300 кВ в широком диапазоне давлений 0,1 - 760 Topp показали, что для каждого газа существует область давлений, наиболее благоприятная для распространения ВВИ, в которой скорость и ток ВВИ максимальны, а затухания амплитуды и скорости - минимальны..

Предельная максимальная скорость ВВИ определяется скоростью движения электронов с энергией, равной потенциалу фронта, а в устройствах с высокими знамениями диэлектрической проницаемости -скоростью подвода электромагнитной энергии к фронту. Достигнута наивысшая скорость движения ВВИ в лабораторных условиях - 20 см/нс.

4. Обнаружено, что фронт ВВИ является источником высокоэнерге-тичных электронов, которые оказывают определяющее влияние на формирование и движение волны. При низких давлениях газа ток высоко-энергетичных электронов сравним с полным током во фронте ВВИ, поэтому при отрицательной полярности формирование и движение ВВИ определяется такими же процессами, которые происходят при инжекции электронного пучка в газ: нейтрализацией избыточного заряда перед фронтам, наработкой плазмы и диффузией потенциала к фронту. В области оптимальных давлений основная роль высокоэнергетичных электронов заключается в создании предыонизации перед фронтом. Величина давления, при которых скорость ВВИ достигает своего максимального значения, обратно пропорциональна величине приведенного электрического поля, при котором происходит "убегание" электронов. Положительные ВВИ при низких давления не возникают из-за движения "убегающих" электронов и противоположном направлении. При высоких давлениях высокоэнергетичные электроны отсутствуют, создание начальной ионизации происходит с участием процессов переноса излучения, поэтому скорости и затухания положительных и отрицательных ВВИ равны.

5. Продемонстрирована перспективность применения ВВИ для создания коммутаторов и обострителей, исследования элемнтарных процессов и накачки азотного лазера. Обнаружены волны лазерного излучения, движущиеся с теми же скоростями и в том же направлении, что и ВВИ. Измерены радиационные времена жизни уровня азота С3Пи и сечения тушения его молекулами азота и кислорода. На основе полученных сечений объяснено уменьшение мощности и энергии азотного лазера при использовании воздуха в качестве рабочего газа.

Основное содержание диссертации, результаты, выводы и рекомендации опубликованы в следующих работах:

1.. Асиновский Э.И. Василяк Л.М., Токунов Ю.М. Динамика развития наносекундного разряда в азоте и развитие генерации лазерного излучения. // ТВТ. 1981, Т. 19. N3. С. 491-496. 2. Токунов Ю.М, Асиновский Э.И. Василяк Л.М. Влияние кислорода на генерацию азотного лазера.// ТВТ. 1981. Т. 19. N 4. С. 873-875.

3. Asinovsky E.I., Tockunov Yu.M., Vasilyak L.M. Ionizing wave of potential

grasient at high voltage and high pressure. XV Int. Conf. on Phenomena in Ionized Gases. Minsk. 14-18 July. 1981. P.559-560.

4. Асиновский Э.И., Василяк Jl.M., Марковец В.В., Токунов Ю.М. Сущест-

вование минимума коэффициента затухания у ионизующих волн градиента потенциала. // ДАН СССР, 1982. Т.263, N 6. С. 1364-1366.

5. Асиновский Э.И. Абрамов А.Г., Василяк Л.М. Экспериментльное иссле-

дование пространственно-временного развития генерации в импульсном азотном лазере при накачке волной ионизации. 4 Всес. симп. по сильноточной электронике, Томск,1982. Тезисы докл. С. 216-219.

6. Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Исследование простран-

ственно-временной динамики волн накачки и волн излучения в азотном лазере.// Квантовая электроника, 1983. Т.10. N 9. С.1824-1828.

7. Авт. свид. Емкостный делитель напряжения. A.C. N 1038887, Б.И. 1983

г. N 32. С. 181. Авт..Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Марковец В.В., Самойлов И.С.

8. Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Накачка коаксиального

азотного лазера волнами электрического пробоя. // ТВТ. 1985. Т. 23. N 1. С. 196-198.

9. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Марковец В.В., Токунов Ю.М. Ультрафиолетовая генерация в смесях гелий-азот.// ЖПС. 1985. Т. 42. N 1. С. 131-134.

10. Абрамов А.Г. Асиновский Э.И,: Бркжов М.А. Влияние быстрых электроов на развитие волнового пробоя в воздухе и генерацию азотного лазера. Препринт ИВАН N 6-161. М.:ИВТАН, 1985..

11. Асиновский Э.И. Василяк Л.М. Токунов Ю.М. Двойной пик излучения коаксиального азотного лазера. Тр.Всес. совещ. "Инверсная заселенность на переходах в атомах и молекулах", Томск.: СФТИ ТГУ. 1986. С.90-100..

12. Абрамов А.Г.,. Асиновский Э.И. Василяк Л.М. Влияние быстрых электронов на генерацию электроразрядного коаксиального азотного лазера. Там же. С.143-144.. ,

13. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Марковец В.В., Токунов Ю.М. Исследование высокоскоростных пробойных волн при напряжении 250 кВ.// ЖТФ. 1987. Т. 57. вып. 4. С. 703-711.

14 Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Нестеркин О.П. Импульсный электрический пробой воздуха при атмосферном давлении, направляемый длинной лазерной искрой. //ТВТ. 1987. Т. 25. N 3. С. 447-453. 15. Асиновский Э.И. Василяк Л.М Нестеркин О.П Импульсный электрический разряд в воздухе при атмосферном давлении,

направляемый длинной лазерной искрой. //Письма в ЖТФ. 1987. Т. 13. вып. 4. С.249-254.

16. Асиновский Э.И. Василяк Л.М., Нестеркин О.П. Направляемый электрический разряд в воздухе при атмосферном давлении. // Всес. конф. "Физика низкотемпературной плазмы", Ташкент, 1987. Тезисы докл.4.2. С. 163-164..

17. Асиновский Э.И. Василяк Л.М., Нестеркин О.П. Использование лазерной искры для направления импульсного электрического разряда. Всес. совещ. "Высокочастотный разряд в волновых полях", Горький.

1987. С.34.

18. Асиновский Э.И. Василяк Л.М., Нестеркин О.П. Электрический разряд вдоль лазерной искры. Препринт ИВТАН 5-124. М.:ИВТАН. 1987.

19. Abramov A.G., Asinovsky E.I., Vasilyak L.M..High energy electrons in high speed ionizing waves. XVIIIICP1G, Swansea.1987. V.1. P.118-119.

20. Asinovsky E.I., Vasilyak L.M., Nesterkin O.P. Laser guided electrical discharge in air. ibid. V.4. P.760-761.

21. Асиновский Э.И. Василяк Л.M., Нестеркин О.П. О способности длинной лазерной искрв направлять электрический разряд. //Письма в ЖТФ. 1988. Т. 14. вып. 1. С.41-44.

22. Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Высокоэнергетичные электроны в высокоскоростных волнах пробоя. // Физика плазмы.

1988. Т.14. N8. С.979-986.

23. Асиновский Э.И, Токунов Ю.М., Василяк Л.М. Двойной пик излучения коаксиального азотного лазера. // Квантовая электроника. 1988. Т.15. N 8. С.1548-1551.

24. Василяк Л.М., Дойников В.А., Нестеркин О.П. Емкостной делитель напряжения наносекундного диапазона. Тр. VII Всес. симп. по сильноточной электронике. Новосибирск. 1988. ИОЭ СО АН СССР. Ч.З. С.78-80.

25. Василяк Л.М., Дойников В.А., Нестеркин О.П. Емкостной делитель напряжения наносекундного диапазона. // ПТЭ. 1988. N 6. С.104-105.

26. Василяк Л.М., Дойников В.А."Убегающие" электороны при волновом пробое. Тр. II Всес. конф. "Физика низкотемпературной плазмы", Ташкент, 1987. 4.2. С.163-164. С. 21-22.

27. Asinovskii E.I., Vasilyak L.M., Nesterkin O.P. Electric discharge along laser induced spark. IVTAN Reviews,1989.V.3. N3-4.New-York,1989.P. 187-252.

28. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Прохождение электрического тока по лазерной искре. В сб. "Физико-химические процессы в преобразователях энергии" М.: МФТИ 1989. С.40-43.

29. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Коммутация высоковольтных промежут-

ков длинной лазерной искрой. Тезисы докл. зонального н/т семинара "Применение лазеров в народном хозяйстве". Челябинск, 1989. УДИТП. С.67-68.

30. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н. Импульсный пробой, инициируемый лазерной искрой. Тезисы докл. Ill Всес совещания "Высокочастотный разряд з волновых полях", 23-26 мая ,1989. Куйбышев. КГПИ. 1989. С.84-85.

31. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Исследование передающих свойств лазерной искры. Там же. С.86-87.

32. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Генерация импульсов нано- и микросекундной длительности в лазере на неодимовом стекле. // Квантовая электроника, 1989. Т.16. N 5. С.963-964.

33. Василяк-Л.М., Унковский С.Ю. Развитие сплошного плазменного канала вдоль длинной азерной искры. Тезисы докл. Ill Всес конф. по взаимодействию излучения с веществом, Ленинград, 1990.

34.. Василяк Л.М. Унковский С.Ю. О передающих свойствах лазерной искры. // ТВТ. 1990. Т.28. N 3 С. 590-593.

35. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Дойников В.А., Магомедов A.A., Поляков Д.Н,, Унковский С.Ю. Передача высоковольтного импульса по лазерной искре.// Физика плазмы. 1990. Т. 16. N 7. С. 839-843.

36. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Электронно-оптические исследования электрического разряда вдоль лазерной искры. Препринт ИВТАН. N 5-299. М.: ИВТАН. 1990. 33 с.

37. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Электронно-оптические исследования динамики электрического разряда, инициируемого длинной лазернй искрой. Тезисы докл. V Всес. конф. по физике газового разряда. 0мск.1990. Ч. 1. С. 149-150.

38. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н Направляемые лазером электрические разряды большой длины. Тем же. С. 166-167.

39. Васмлпк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н Инициирование электрического пробоя в длинных промежутках. В сб. "Исследование свойств веществ в экстремальных условиях", М. :ИВТАН. 1990. С. 202-205.

40. Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Унковский С.Ю. Волны ионизации а, электрических разрядах, направляемых лазером. Сб. "Физика газового разряда", Махачкала. ДГУ. 1990. С. 18-22.

41. Василяк Л.М. Электрические разряды, направляемые лазером. Там же. С.44-46.

42. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н. Высоковольтный пробой длинных промежутков по лазерной искре. Там же. С.49-53.

43. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Ковалев И.О., Кузьмин Г.П., Поляков Д.Н

Прохоров A.M. Формирование длинных лазерных искр в воздухе импульсным СО2 - лазером. // Письма в ЖТФ. 1990.Т.16. N 18. С. 1-4.

44. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Динамика плазменного канала, формируемого электрическим разрядом вдоль длинной лазерной искры. VIII Всес. конф. по физике низкотемпературной плазмы. Минск. 1991. ИТМО. 4.2. С.13-14.

45. Василяк Л.М.,Ветчинин С.П.,Поляков Д.Н Электрический разряд вдоль уединенных очагов плазмы или проводящих тел. Там же. Ч.З. С.37-38.

46. Василяк Л.М., Дойников В.А. Влияние лриэлектродных процессов на формирование и распространение высоковольтных волн ионизации. Там же. Ч 1. С. 95-97.

47. Vasilyak L.M., Vetchinin S.P.,Polyakov D.N. Laser guiided long elecrical discharge. XX Int. Conf. on Phenomena in Ionized Gases. 1991. Piza. Italy. V.3. P. 773-774.

48. Vasilyak L.M., Unkovsky S.Yu. The dinamics of laser-guided electrical discharge in air. // ibid, V.3. P.775-776.

49. Vasilyak L.M., Doinikov V.A. Experimental investigation of high speed ionizing waves with voltage of 150-200 kV. // ibid.. V.3 P.961-962.

50. Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Поляков Д.Н Лазерное инициирование электрического пробоя в длинном промежутке. // Электричество. 1991. N 1. С. 59-61.

51. Василяк Л.М., Дойников В.А. Влияние высокоэнергеттичных электронов на динамику высоковольтных волн ионизации в газах. Препринт ИВТАН N 1-324. М.:ИВТАН. 1991.

52. Батенин В.М., Василяк Л.М., Дойников В.А. Электронно-оптические исследования динамики высокоскоростных волн ионизации при напряжениях 150 кВ.// Физика плазмы. 1991. Т.17. N 6. С.664-671.

53. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Динамика сплошного плазменного канала, формируемого электрическим разрядом вдоль длинной лазерной искры. // Известия АН СССР. 1991. Т. 55. N 7. С. 1414-1418.

54. Abramov A.G., Asinovskii E.I.,Bryukov M.G., Vasilyak L.M. The effect of fast elecrons on the development of wave breakdown in air and on the nitrogen laser generation. // IVTAN Reweiews. 1987. V.1. N 2-4. P.361-375. Washington, 1987.

55. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Электронно" оптический исследования электрического разряда вдоль лазерной

' искры в воздухе. // ТВТ, 1991, f .29. №3, С.453-460.

56. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Пространственно-временная динамика излучения при электрическом пробое вдоль очагов лазерной плазмы. //Всес. симпозиум по радиационной плазмодинамике, 1991, Кацивели,

Труды, ч. 1, с.29-30.

57. Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Ступенчатый характер распространения электрического разряда вдоль лазерной искры и линейная молния Сб. "Исследование электрических разрядов в атмосфере," Ярославль, Гос. университет. 1991, с.54-58.

58. Василяк Л.М.р Дойников В.А. Эволюция фронта волны ионизации при напряжении 150-700 kB. VI конф. по физике газового разряда, 1992, Казань, Тезисы докладов ч. 1, КАИ, с.80-81.

59. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Унковский С.Ю. Пространственно-временная эволюция электрического разряда, направляемого лазерной искрой. // ЖТФ, 1992, Т.62, вып.З, С.184-187.

60. Василяк Л.М.,Токунов Ю.М.Обострение фронта высокоскоростной волны ионизации при напряжении 250 КВ.//ТВТ.1994.Т.32. N4. С.483-485.

61. Василяк Л.М., Костюченко С.И., Кудрявцев H.H., Филюгин И.В. Высокоскоростные волны ионизации при электрическом пробое.// УФН. 1994. Т.164. N 3. С. 263-286.

62. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Токунов Ю.М. Измерение эффективного времени жизни уровня C^nu(v = 0) N2 в азоте и воздухе. // ГВТ, 1979, Т. 17. N4. С. 858-860.

63. Василяк Л.М. Высокоскоростные волны ионизации при импульсном пробое длинных промежутков В сб. "VII Конф. по физике газового разряда". Самара, 21-24 июня 1994 г. Тезисы докладов. Часть 1// Самарский гос. азрокосмический университет.-Самара, 1994, С 26-28.

Василяк Леонид Михайлович

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ДЛИННЫХ ПРОМЕЖУТКОВ ПРИ ЛАЗЕРНиМ ИНИЦИИРОВАНИИ И ДИНАМИКА ВОЛН ИОНИЗАЦИИ

Автореферат

Подписано к печати 2 2. 12.95 Форма1 60x84* I ь

Печать офсетная.- Уч. изд.п. 2,5 Уг.л ним л '¿.л,'

Тираж 80 экз. Заказ N2 Боашлно

АП "Шанс". 127412, Могша. ул И:»(.|>. ».... д М; И»