Сильноионизированная низкотемпературная плазма в приборах электронной техники. Методы исследования, свойства, применение тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР РАН

На правах рукописи

СЫСУН ВАЛЕРИЙ ИВАНОВИЧ

СИЛЫЮИОНИЗОВАННАЯ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ПЛАЗМА В ПРИБОРАХ ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕХНИКИ. МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ, СВОЙСТВА, ПРИМЕНЕНИЕ.

01.04.08. - физика и химия плазмы.

Диссертация в виде научного доклада

на соискшшс ученой стспат доктора фтпко - штсштнчсскнх наук.

Москва - 1996

Работа выполнена в Петрозаводском государственном университете

Официальные оппоненты:

академик РАН Месяц Г. А.

доктор физико-математических наук, профессор Асиновский Э.И.

доктор физико-математических наук, профессор Акишев Ю.С.

Ведущее предприятие:

Физико технический институт РАН им. А.Ф. Иоффе.

. {

Защита диссертации состоится " 1996г. в 10 час. на

заседании Специализированного совета Д 002.53.01 при Объединённом институте высоких температур РАН по адресу: 127412, Москва, ул. Ижорская, 13/19

С диссертацией в виде научного доклада можно ознакомиться в библиотеке ОИВТ РАН.

Диссертация в виде научного доклада разослана

Учёный секретарь Специализированного совета, кандидат

физико-математических наук " А.Л.Хомкин

ВВЕДЕНИЕ

Актуальность темы. В настоящем докладе обобщены результаты научных работ, посвященных исследованию высокоионизированной низкотемпературной плазмы, при протекания тока с плотностью j=10J +104 А/см" вблизи электродов, экранов и стенок с возможностью поступления в плазму материала электродов. Ко времени начала работ наиболее полные теоретические н экспериментальные исследования ') были проведены для положительного столба со слабоионгоированной плазмой, результаты которях и являлись основой разработок и конструирования газоразрядных приборов 2). Значение концентрации плазмы N здесь определяется из условия обеспечения необходимой плотности тока, т.к. проводимость при малой степени ионизации пропорциональна N. Радиальный ход концентрации, температура электронов Те и, связанное с ней балансом энергии, продольное электрическое поле Ez слабо зависят от плотности тока и определяются условием баланса заряженных частиц. В отдельных экспериментальных

5,4, , 5,6Ч г-

) и теоретических работах ), посвященных положительному столбу с

повышенной степенью ионизации, показано, что рост концентрации с

ростом плотности тока замедляется и затем прекращается при росте Те и

продольного поля Ez , понижается концентрация нейтральных атомов на

оси разряда, появляются неустойчивости положительного столба. Для

оценки параметров плазмы предложены эмпирические соотношения,

подобранные для узкого диапазона разрядных условий ионных лазеров3).

В импульсных разрядах в плотных газах более всего исследовано

расширение канала разряда, измеряемое скоростным фотографированием

и выделение энергии в разряде, определяемое по вольт-амперным

характеристикам *' ). В 8) рассмотрена роль выноса излученшАи плазмы

канала на его стабилизацию. Следует отметить недостаточность

экспериментальных исследовании параметров плазмы в этих, условиях. В

этом смысле более всего исследованы мощные (1=105" 106 А) импульсные

1 )Грановский В.Л. Электрический ток в га^.Установивщкйсяток.М., Наука,1971.544с

2) Каганов И.Л. Ионные приборы. М., Наука, 1972.

3) Овсепян Ю.И. Трудыфизич.инст.им Лебедева. 1984. Т. 145. С.3-78.

4) Неретина H.A., Дружинина H.H. // ЖТФ. 1971. Т.41. вып.8. С. 1726-1730

5) СахаровИ.Е. и др.,//ЖТФ. 1974.Т.44,С.1733/'ЖТФ. 1972. Т.42, вып.8. С.916-920.

6) Цекдин Л.Ф. // ЖТФ. 1973. Т.43. вып.8. С. 1595-1602.

7) Романекко И.Н. Импульсные душ в газах, Чебоксары. 1976. 136 е..

8) Александров А.Ф., Рухадзе A.A. Физика сильноточных электроразрядных источников света, М.,Атомиздат. 1976. 184 с.

разряды при низких давлениях в связи с проблг-мой управляемых термоядерных реакций 9,1°). Здесь, непосредственно после пробоя, разряд предполагается расширенным до стенок трубки где, вследствие сюш-эффекта, образуется кольцо полностью ионизованной плазмы. Эта плазма под действием магнитного поля тока начинает сжиматься, сжимая нейтральный газ и ионизуя его. После сжатия разряд становится неустойчивым к снова быстро достигает стенок. При принятии мер по подавлению нсустойчивостсй (внешним магнитным полем) радиус канала па некоторое время стабилизируется при равенстве магнитного давления тока газокинетичсскому давлению. При отрыве разряда от стенок и электродов возможен существенный рост температуры плазмы, определяемый балансом энергии; концентрация плазмы определяется первоначальным давлением газа. Таким образом, если плазма при малых токах (¡<]0 А/ем2) и при очень больших токах (¡>104 А/см") без учета влияния эрозии электродов достаточно хорошо исследована, то область промежуточных плотностей токов ]=102+104 А/см2 еще недостаточно изучена. Как раз здесь плазма становится сильноиогшзированной, возрастает роль магнитного поля тока, возникает скин-эффект и пинч-эффект. Особенно это относится к разрядам с испаряемыми электродами при малых межэлектродных расстояниях, где концентрация частиц и все свойства плазмы должны зависеть от амплитуды и длительности тока. В имеющихся редких работах по вакуумным дугам ") рассматриваются отдельные вопросы пробоя и приэлектродных процессов и явно недостаточно исследований параметров и свойств плазмы. Мегаду тем, важные научно-технические направления тесно связаны с разработкой мощных импульсных коммутирующих приборов с холодным катодом, в которых к выполняются наиболее типичные условия возникновения сильноионизировашюй низкотемпературной плазмы с эродирующими электродами. Это безотходная магнитоимлульсная штамповка ц электрошдравличсское воздействие; геофизические исследования и сейсморазведка морского дна, космическая радионавигация, защита аппаратуры от опасных перенапряжений, запуск и защита' мощных электродвигателей, физические исследования в области частиц высоких энергий я формирования импульсных магнитных полей и т.д. Однако способы конструирования этих приборов в значительной степени основаны на экспериментальном подборе и отдельных конструкторских

9) Вопросы теории плазмы (под ред. М.А.Леонтоаша), М,, Атомиздат, 1967. Вьш.5, 1974. вып.8.

10) Физика плазмы ипроблема управляемых термоядерных реакций,. М, АН СССР, 195? Т. 1-4.

I!) Вакуумные дута (под рсз. Дж.Ляфферти), М., Мир. 1982. 430 с.

решениях из-за недостаточной изученности параметров и свойств плазмы. Аналогичные условия возшжают в источниках плазмы па основе вакуумно-дугового разряда для получения пленочных покрытий с высокими адгезлонниш! свойствами и в качестве эмиссионных узлов имплантациошшх ускорителей попов п). Близкие значения плотности тока ]=10"+104 А/см2 хотя и при существенно меньших общих разрядных токах возникают в ионных лазерах на инертных газах, что определяет и близкие параметры плазмы. Комплексные исследования параметров плазмы п рассматриваемых условиях электротехническими, зондовыми, спектральными и интерфсрометрическими методами с конструктивной проработкой известных методов и разработкой новых с их сопоставлением и оценкой применимости; рассмотрение ионизационного, энергетического баланса плазмы, се электрокипстических свойств, распределения заселенности возбужденных состояний, влияния электродной привязки и разработка рекомендаций по конструированию устройств технического применения и составляет основное содержание представленных здесь работ.

Работа выполнена в соответствии с Координационными планами исследоваштй Академии Наук по проблеме "Физика низкотемпературной плазмы" и Минвуза по проблемам "Наукоемкие технологии", "Физика лазеров", "Вакуумная техника и технологии", планами развития народного хозяйства.

Ебзульхаты4абш1ш^1аунизгию1шзиа- состоят в следующем:

1. Разработаны новые элементы в методическом обеспечегаш комплексных исследований параметров низкотемпературной силыгоионизнровашюй плазмы паров электродов. Разработана теория ионного тока на зонд прп промежуточных давлениях с учетом ионизации в возмущенной области, модифицирована экспериментальная методика снятия двухзовдовых характеристик применением синусоидального питания зондов. Для ртутной плазмы произведен расчет интенсивности сплошного спектра, расчет поглощения излучения на лшшях ртути с учетом сверхтонкой структуры, расчет заселенности возбужденных состояний атома и иона ртути в широком диапазоне параметров плазмы. Разработан интерферометрический метод определения концентрации плазмы с высоким пространственным разрешением по голографичсской схеме без восстановления голограммы. Разработан метод локальной спектральной диагностики о помощью подвижных тонких трубок. Существешю дополнены методики определения параметров плазмы по

32) СаенкоВ.Л. Устройства термического осаждения. // ПТЭ. 1985.Ы 3. С. 9-21.

вольтамперным характеристикам, обратным токам на анод и ссточным характеристикам. Произведена конструктивная проработка определения плотности тока пониженных значений магнитными зондами, внутренними поясами Роговекого, измерением отческого падения напряжения в электродах с целью повышения их чувствительности.

2. Впервые проведены комплексные экспериментальные исследования параметров плазмы мощного импульсного разряда в парах ртути, вакуумного разряда и разряда в инертных газах с существенным поступлением паров материала электродов в плазму. Установлены новые зависимости параметров плазмы от плотности тока. Измерены скорости расширения плазменного канала, определены условия возникновения скин-эффекта и шшч-эффекга, определен эффективный радиус какала в зависимости от параметров импульса тока.

3. Для ртутной плазмы проведен анализ ионизационного и энергетического баланса, объясняющий полученные экспериментальные результаты. Показано наличие вблизи стенок и электродов ионизационного слоя, в котором отходящие от поверхности в результате рекомбинации ионов атомы ионизируются и снова возвращаются на поверхность. Ионизационный слой резко уменьшает уход ионов из плазмы, что способствует прохождению тока в отверстиях ссток и сужениях. Получены к экспериментально подтверждены аналитические выражения для спада концентрации и температуры заряженных частиц при дсионизащш плазмы кизкого давления для времени перекрывания слоем пространственного заряда газоразрядного промежутка.

4. Исследования расширяющегося кольца катодных пятен вакуумного разряда выявили ряд новых закономерностей. Это объедините пятен в группы с общим плазменным каналом и общим током, пропорциональным индукции тангенциального магнитного поля разрядного тока. Объединение пятен теоретически объяснено замапщчешюстъю плазмы. .Для фиксированного ртутного катода экспериментально измерена и теоретически рассмотрена скорость расшлрешш линии смачивания и предельные плотности тока сохранили фиксации. Для описания результатов исследований как свободного, так и фиксированного катодного пятна привлечена нестационарная модель как последовательность микровзрывов.

5. Детальные экспериментальные исследования газового разряда низкого давления с повышенной плотностью тока в неоднородных маппгтных полях выдают закономерности контрагировашш плазмы от значения радиальной компоненты ыапаггиого поля. Установлено и исследовано воздействие неоднородного магнитного поля реверспошюго тала на формирование в точке реверса скачка потенциала с резким ростом стспенн ионизации и возбуждением многозарядных ионов в

протяженной приоеевой области разрядной трубки с анодной стороны рсвсрса.

6. Исследования сильноточного разряда в ереде инертных газов повышенного давления при межэлектродных расстояниях 2+8 мм показали на определяющую роль эмиссии ионов металла из катодных пятен. Концентрация плазмы определяется коэффициентом электроперсноса, плотностью тока и скоростью разлета ионов, которая обратно пропорциональна квадратному корню от давления среды. Расширение канала определяется скоростью расширения эмиссионной зоны, имеющей закономерности, близкие к расширению эмиссионной зоны ртутных и пленочных катодов в вакууме сс слабой зависимостью от давления газа. Получена зависимость скорости перс дсщения канала разряда в целом в амперовом направлении от давления газа и амплитуды тока.

7. Исследования запаздывания пробоя газовых промежутков при давлениях блнгких к минимуму кривой Пашена позволили получить соотношение для статиспгческого времени запаздывания пробоя с учетом времени жизни электронов в промежутке, аналитическую аппроксимацшо для запаздывания пробоя при прямоугольной форме импульса напряжения и при его линейном нарастании, найдены и исследованы эффективные методы снижения времени запаздывания пробоя переносом излучения в спектральных линиях и эмиссией электронов из полупроводниковых эмиттеров на базе карбида кремния.

Практическая ценность проведенных работ определяется использованием их результатов в нау-иго-тсхнических разработках мощных импульсных коммутирующих приборов, ионных источников и ионных лазеров, а также использованием в научных исследованиях и учебном гюцессе.

Апробация работ. Методики исследования, научные результаты и научио-тсхшиески1 разработки, составляющие содержание работ, обсуждались: на V (Ужгород, 1972), VII (Петрозаводск, 1978) Всесоюзных конференциях по физике электронных и атомных столкновений; на Всесоюзном (Ленинград, 1973) симпозиуме по спектроскогаш плазмы; на V (Киев, 1979), VI (Ленинград, 1983), VII Ташкент, 1987) Всесоюзных, (Петрозаводск, 1995) Российской конференциях по физике низкотемпературной плазмы; на XV (Минск, 1981), XIX (Белград, 1989), XX (Пиза,1991) Международных конференциях по явлениям ь ионизир занпых газах; на XI (Новосибирск, 1976), XIV (Санта-Фс, 1990), XV (Дармштадт,1992) Международных симпозиумах по разрядам и электрической изолящш в вакууме; иа XI

(Новосибирск Д 989) Всесоюзной конференции по генераторам низкотемпературной плазмы; на II (Томск, 1975) ,У (Томск, 1984) .VI (Томск, 1986) .VII (Томск, 1988), VIII (Свердловск, 1990) Всесоюзных симпозиумах по сильноточной электронике; на IV (Рязань, 1974) Всесоюзной научно-технической конференции по электронной технике; на 1 (Махачкала, 1982) и И (Тарту, 1984) Всесоюзных совещаниях по физике электрического пробоя газоп; па И (Верхняя Пышма, 1985) Всесоюзной конференции по импульсным источникам эиергии для термоядерных, исследования и промышленной технологии; па III (Киев, 1986) Всесоюзной конференщм по физике газового разряда; на секциях "Прнэлсктродные явления" (Ленинград, 1988; Петрозаводск, 1989) и "Приложения низкотемпературной плазмы" (Москва, 1984) Научного совета АН СССР по проблеме "Физика низкотемпературной плазмы".

РАЗДЕЛ 1. Методы исследования.

1.1 Вольтамперныс характеристики разрядного промежутка.

Интерпретация сеточных характеристик. Обратные токи на анод.

Измерения вольтамлерпых характеристик [1*4] применялись нами для измерения мощности, вводимой в плазму, проводпмиости и температуры электронов плазмы, пробойных характеристик, идентификации появлешш нсстаб1шьпости плазмы, анодных и сеточных скачков потенциала. Для адекватного нзмерешш импульсных токов и напряжений применялись специальные меры. Использовались малошщуктивные шуиты с компенсацией индуктивности параллельной И-С цепочкой (ЕС=Ц11ЖШ), с емкости которой и проводилось измерение. При большой амплитуде тока 104 - 5*102 А применялись безжелезные пояса Роговского с пассивной или активной интегрирующей цепочкой в зависимости от длительности импульса ; в микро- наносскувдной области-пояса Роговского в режиме трансформатора тока на железных или ферритовых сердечниках. Импульсные напряжешш измерялись швкоомными делителями напряжения с сопротивлением в нижнем плече, согласованным с кабелем. При малой доли падения от начального напряжения применялась компенсационная схема с впеппшм опорным источником. Индуктивная часть падения напряжения учитывалась прн цифровой обработке сигналов с использовашюм кривой 1(1). Расемотренпс электрошшх и ионных токов из плазмы на промежуточные электроды [1] показало, что для оценки параметров плазмы могут быть использованы параметры сеточной характеристики. Потенциал изолированной сетки и0 вследствие экспоненциальной зависимости электронного тока на сст.су от ее потенциала близок к потенциалу изолированного зонда, помещенного в

участок плазмы возле сетки, имеющей нашшзши7" потенциал (плазма под сеткой).

U0 = U„ - кТ/е {1п(МУ2~т)1/2 - In SS/S,,} (1.1)

где XS - полная поверхность сетки ,S„ - поверхность участка сетки, соприкасающаяся с плазмой при наинизшем потенциале. Наклон сеточной характеристики вблизи ее изолированного потенциала dIc/dUc определяет значение электронной температуры:

kiyc = Ip / (dIo/dUc) (1.2)

Значение сеточного тока насыщения при ее отрицательном потенциале позволяет оценить усредненное значение концентращш плазмы у поверхности сетки

N = 1р/ с 2S (к(Те + Т; )/ М )1/2 (1.3)

Обратный toi: на анод возникает при подаче на анод отрицательного напряжения. Численное решение уравнения движения ионов в слое в общем случае любого значешм обратного напряжения и полученные приближенные аналитические* выражигая [5] позволяют по параметрам обратного тока определять концентращш и температуру электронов и площадь разрядного канала. Анализ обратного тока существенно упрощается при выполнимости для слоя закона "3/2", критерием чего является соотношение :

im/i0 - 1 < 1/3 (2 с U0 /( кТс+ кТ, )) (1.4)

где im- максимум обратного тока, U0- установившиеся обратное напряжение,

i„ = eNeV0S (1.5^

-статический ионный ток из плазмы на слой, V0 =((кТс+кТ,)/М) скорость, с которой ионы входят в слой , N„ - концентращш плазмы на границе слоя. Cooraoïueraie (1.4) выполняется в большинстве практических случаев. Для площади сечения разрядного канала получено [6]:

s"2 = v0 í (i - io) dt / ( A i01/2<V'4 ) (1.6)

Кроме того полный интеграл разрядного тока равен:

Ji dt = 2i0 Tg (1.7)

где Ts= d (7.4+v,m d / V0)/7r V0 - начальное значение постоянной деионизации для плоского промежутка толщиной d, vim - частота ион-атомных столкновений. Соотношения (1.5), (1,6), (1.7) по трем измерешшм параметрам обратного тока: статический ионный ток ¡о, общая площадь под кривой обратного тока Ji dt и площадь его выброса j( i - i0) dt позволяют определить концентрацию плазмы N', температуру Tt+T¡ и площадь разрядного канала S у анода. Концентрация плазмы в невозмущенной области вдали от электродов в момент прекращения разрядного тока определяется соотношением [ 10]:

N = N' (1+а)<1+а,':ь (1.8)

где a=vim Tg . При известной индуктивности в анодной цепи измерения площади выброса можно заменить измерением амплитуды выброса ira.

í( i - i„)dt = 1.2 ig L/ U0 (i^/io-l)2'5 (1.9)

Проведенные исследования обратного ток ■ показали также ряд дополнительных диагностических возможностей. Так постоянная спада обратного тока t¡ позволяет оценить адиабату расширения электронного газа y=2Tg /1¡ - 1. При известной длительности спада разрядного тока tcn можно оценить параметры плазмы на вершине импульса:

N = Ñ ( 1+ W Т8) ; Тс0/Тс= 1 +1 n[ 1 +(у-1 )tc„ / Tg] (1.10)

1.2 Определение плотности тока в плазме магнитными зондами, миниатюрными поясами Роговского, по омическому падешно напряжения в электродах., секционированием элсктродов.Скоростное фотографирование канала разряда.

Магнитные зонды для определения плотности тока в плазме используются при амплитудах тока 104 -*-10б А и длительностях до 10'3 с (dl/dt>109 А/с) '). Для измерений при амплитудах тока до 105 А и длительностях до 10' с нами [7,8] снижалась посеянная интегрирования стлала с зонда с учетом поправки повторным интегрированием, использовались активные интеграторы, а также использовалось измерение сигнала без интегрирования с последующей цифровой обработкой. Увеличивался также диаметр зонда до 5*8 мм и число витков до 800-1200. Увеличение чувствительности также достигалось применением малых кольцевых поясов Роговского, которые непосредственно измеряют ток, протекающий внутри пояса. Нами применялись пояса Рогосского увеличенного диаметра до 2*4 см, что повысило чувствительность и исключало

возможность огибания кольца токами в плазме [9]. Пространственное разрешение пояса улучшалось до 4+5 мм предложенным аналитическим методом обработки результатов измерений при последовательном перемещении ..ояса вдоль радиуса канала разряда. Решение задачи сводится к решению системы алгебраических линейных уравнений ввда In= ZS„m jm, где 1а - набор экспериментально измеренных токов, проходящих внутрь пояса в положениях n, Snra -элементы матрицы, составленной из площадей зон т, входящих в кольцо пояса при его положении п, jra -искомое распределение плотности тока в зонах т. При больших амплитудах и длительностях импульса тока происходила эрозия оболочки и даже разрушение подвижных магнитных зондов и поясов Роговского. В связи с этим для исследования распределешм мощных токов применялись измерения омического падения напряжения в электроде при растекании в нем тока по радиусу. Для измеряемых потенциалов Ц отпаек получена система алгебраических уравнений : Ui-Ui.,=2:j^(2ha)(rIB:!-rI^I2jln(ri/rH)+ji/(4ho)[ri:!-rH2(l+2 Info/г ы ))] (1.11) где jra- усредненная плотность тока из плазмы на кольцевую секцию под номером ш, о-проводимость материала электрода, h - толщина электрода или толщина скипслоя. Решением системы являются плотности тока на секции j. При отсутствии симметрии в разрядном канале распределите плотности тока по ссчешпо наиболее адекватно измеряется методом разделения анода на ряд секций, имеющих отдельные выводы. В этом методе необходимы особые меры для избежания влияния измерительной схемы на распределение тока. Нами на короткие выводы секций анода надевались пояса Роговского , намотанные на кольца из фторопласта, т.к. при больших токах ферриты насыщались. Чувствительность поясов Роговского подбиралась обратно-пропорционально площади соответствующей секции так, что сигналы поясов каждой секции были пропорциональны средней плотности тока [7,8]. С целью измерения скорости расширения разрядного канала и контроля его симметричности применялось сверхскоростное фотографирование канала установкам! JIB-04, ВФУ-1, АГАТ. Съемка производилась как а режиме покадровой съемки (ВФУ-1, JIB-04) с частотой кадров до 500 гыс./с, так и в режиме линейной развертки с временем развертки >2 мке (JIB-04) и >С.01 мке (АГАТ).

1.3. Зондовый метод диагностики плазмы сильноточных импульсных разрядов в парах электродов.

Зондовый метод измерения концентращш и температуры заряженных чаепщ и потенциала плазмы отличается относительной простотой и возможностью локального измерения параметров плазмы.

Однако интерпретация зоздовых характеристик требует тщательного анализа условий их получешм и применения соответствующей теории. Плазма сильноточных импульсных разрядов в парах электродов характеризуется следующими условиями: ,

1. Длина пробега заряженных частиц до столкновений с нейтральными атомами может быть как больше, так и меньше радиуса зонда, т.е. для движения ионов на зонд осуществляется режим промежуточных давлений от низких до высоких.

2. Низкая температура и большая плотность плазмы определяет малую длину пробега для межионных столкновений Ха ~ 10"3-ь10 5 см. Это приводит к нарушению ионных орбит вблизи зонда и усреднению по ансамблю их направленных скоростей на зонд.

3. При нейтрализации ионов на зонде возможен отход атомов (газа или ртути) от зонда с последующей их ионизацией и возвращением на зонд. Йоты твердых катодов в значительной степени после нейтрализации могут оставаться на зонде.

4. Пропорциональный рост концентрации плазмы с током приводит к отсутствию замагшменностн ионов и даже электронов магнитным полем разрядного тока.

Зондовая теория наиболее полно разработана для слабоионизироваиной плазмы низкого давления '). При этом ионизация в возмущенной области, которая предполагалась бесконечной, не учитывалась. Существенное влияние объемной ионизации на зовдовый ток в плотной плазме высокого давления показано Ульяновым 2). Расчеты ионного1 тока на зонд при промежуточных давлениях * проведены Нсмчитким 3). Объемная ионизация и межионные столкновения в расчетах не учитывались, что снижает практическое использование проведенных расчетов для рассматриваемой нами плазмы. Теория ионного тока на зонд в сильноиогазированной плазме высокого давления с учетом повышешм ковдентрацш! атомов у зондов рассмотрена Бакштом 4) Использовалось условие постоянства полного давления плазмы в области возмущения, которая предполагалась бесконечной. Рассмотрены случаи малой и большой длины ионизации (П-/2)"2. Для наиболее важного для нас случая ф^хУ' расчеты ионного тока на зонд отсутствуют. Нами

1) Методы исследования плазмы. Под редакцией В.Лохте-Хольтгрсвсна. М., Мир. 1971. 552 с.

2) Ульянов К.Н. // ЖТФ. 1970. Т.40. вып.4. С.790-796. Новикова К.П., Ульянов К.Н.//ЖТФ. 1970.Т41.вып. 11.С.2437.//Фпзика плазмы. 1978. Т.4.вып.1.С. 144.

3) Иемчпнскнй В.Л.ЖТФ. 1970. Т.40, сыч.2, С. 416, С. 419.

4) Бакшт <1>.Г. <>КТФ,1973.т.43, грл. 1.с.214., Бамиг ФТ.ДтхвГЛ. и

др. /КГФ.; 97З.т.43.пып. 12.с.Г.574.

рассмотрена теория подлого тока на зонд в промежуточной области давлений с учетом нонизацил, рекомбинации и нестационарности кощен грации плазмы [10]. Для квазшгейтралыюй области возмущения решалась система ураснсний непрсрьшноста и движения попов: <1(ЫУ) фЫУ dN

+ N2 - Мк ак (1.12)

dr г dt

dV k(Te+Ti) dN

V-=----V (v^Z) (1.13)

dr MN dr

Здесь <p=0,l,2 соопзетствипю для плоского, цилиндрического и сфер!иеского зондов, ак - коэффициент к-частичной рекомбинации, vira-частота ион-атомных столкновений, Z-частота шпшщш. Для плоского случая ((р=0) и отсутствия объемней рекомбинации (ctk=0) получено аналитическое решение для ионного тока на слой и толщины области возмущения h:

V0(l+a) V0

js=eN0V0(l+a)-°tay2a ; h =- arctga"2---- (1.14)

(Z+vira)a,/2 Z+vira

где a=vin/Z+l для стационарно;! плазмы, a=vimTg, Tg= - N/dN/dt - для распадающейся плазмы. При низких давлениях je=0.5 eN0V0,' т.е. переходит в известную формулу Бома с заменой коэффициента 0.6 ( при Z=0 ) на 0.5 за счет учета объемной ионизации. При высоких давлениях je=eN0V(/aI/2, что соответствует расчетам Ульянова. Для цилиндрического и сферического зондов, а также для плоского зонда с учетом объемней рекомбинации произведены численные расчеты ионного тока на зонд и области возмущения, которые аппроксимированы приближенными аналитическими выражениями для параметра "а" при использовании (1.14).

a™ = а (1- 2Ь/(к+1))

J 4 1 " ■> 1/1 i

асл = 'Vl" Г , где: b=N0 a k / Z, y=rc (vim f-Z ) / V0 »i A.

Рассмотрено влияние повышенной нонизащш плазмы на зондовые измерения. При прилит ишн иоиов металла к зонду полученные выражения сохраняют ситу при соответствующих значениях Z. При отходе нейтралов от зонда их концентрация на поверхности слоя находилась из условия равенства встречных потоков атомов и попов. Так как vjm л Z пропорциональны концентрации нейтралов, то параметр a=vPM /Z+1 при однородной температуре не изменяется и выражение ;i:i;i ионного тока (1.14) не зависит от степени ионизации. С'О.псгь

возмущения Ь пропорциональна концентрации атомов на слое и при высокой степсш! ионизации существенно уменьшается приближаясь по форме к плоской, что расширяет область применимости (1.14) на цилиндрический зонд. Еще одна особенность зондовых измерений в плазме с большой концентрацией отмечена еще в работе Бакшта с сотр. Это искажение переходной зондовой характеристики и измеряемой по ней электронной температуры за счет остывания электронов при больших токах на зонд и падение напряжения в изазинейтральной области за счет конечной проводимости плазмы. В сильноионизированной плазме за счет возрастания электронной теплопроводности роль первой причины сшшается, а второй, за счет роста электрон-ионных столкновений, возрастает. Конечная проводимость плазмы учитывалась нами при онределе!ШИ электронной температуры по формуле:

кТс сШ, сШ0У сИ„ ' сШ„ 1п 11/2г,

-- = 1р [ 21-?----£-] ; — =- (1.15)

е р V (Из <И3/ сШ3 ^з п\,а

где Ь- расстояние между двумя зондами с радиусом г3 и длиной 13, о-проводнмоегь плазмы, (ИрЛШз - наклон ионной ветви характеристики. Измерение зондовых характеристик в условиях импульсного разряда затрудняются сильным уровнем наводок и помех, появлением дуг между зондами, исстационарностыо плазменных условий и высоковольтностью зондовой цеди. Нами разработана экспериментальная методика снятия даухзондопых характеристик при синусоидальном питании зондов на частоте 50-ь200 кГц. Зондовая приставка с помощью специального усилителя формировала пакет сшгусоидальных колебаний длительностью до 400 мке, который подавался на зонды с регулируемой задержкой во времени. Измерения производились по огибающей высокочастотной кривой. Примененная частота снизу ограничивалась условием малого изменешм параметров плазмы на периоде, сверху она ограничивалась скоростью переформирования ионной оболочки у зонда, которая примерно соответствует ионной плазменной частоте. Да1шая схема имеет следующие преимущества:

1) значительно уменьшились габариты измерительного трансформатора вследствие большой частоты и узкополосноета передаваемого сигнала;

2) малые размеры трансформатора, а также применение безвитковой обмотки (зондовый провод только проходил внутри ферритовых колец) резко уменьшило наводки на измерительную цепь, кроме того, полезны!! сигнал имел синусоидальную форму и четко выделялся на уровне помех;

3) сниз!иась вероятность возншшозегшя электрических дуг между зондами вследствие малого времени нахождения зонда под большим потенциалом;

4) применение регулируемой задержи! во времени в питании зондов позволило измерить зондовый ток в большом динамическом интервале (на 4 порядка величины ) деионизации плазмы.

1.4. Оптические методы диагностики. 1.4.1. Сплошной спектр ртутной плазмы. Расчет сечений фотоионизации и коэффициентоа радиационной рекомбинации [11-14].

Сечешвг фотоионизащш для уровней с квантовыми чнела.'.ш п<8,1<2 рассчитывались индивидуально методом Берджеса и Сетона ') (табл. 1.1):

су'п1 = 8.56 1019 (hv/Ry)(Ry/Inl)2 У Q' | g(In,, hv, 1,Г)|2 (см2 ) (1.16)

l'-i ti

где 1п] энергии ионизащш с уровня nl, Ry=13.63B, коэффициенты С^ g(Inl, hv, 1,Г) вычислялись согласно данных Мур 2). Чтобы уменьшить ошибку, связанную с отклонением от L-S связи, уровень с квантовыми числами nl разбивался на подуровни с отличающимися квантовыми дефектами и для каждого подуровня сечение ионизации находилось отдельно. Коэффициенты радиационной рекомбинации на дашвле уровни определялись с помощью соотношения Милна : 8о1 2,/2exp(InI/kTe) . . a„i(Te)=— {-—-—} J(hv)2 o'„i (v) exp(-hv/kTc) d(hv) (1.17)

gi c" 71 (!nkTc) M Уровни с 1>2 и все уровни с п>8 считались водородноподобными. Интенсивность рекомбинациоиного излучения вычислялась согласно работы3). Для нижних уровней она равнялась ( в единицах эрг/см3ср ):

,, , „ вы hv-E„,

Eni(v)=1 • 74* 10 NcN,(liv/Ry) (Ry/kTe) - - схр(--)o'nl (1.18)

gi kT,.

Для верхних уровней рекомб1шащго!шое излучение вычислялось интегрированием по всем уровням совместно с тормозным излучением в поле иона:

hv0-hv

E(v)=1.37*10-41NeNiZ201y/kTe),/2 gl(v,T)£(v)exp(-) (1.19)

кТг

1)Burgessanl Seaton, Monthly notices of the Royal Astroromical Society, 1960,v.l2Q,N

2.P.121.

2)C.E.Moore, Atomic energy levels, 1958,v.3.

3)Биберман Л.М, Норман Г.Э. Непрерывные спектры атошмх газов и плазмы. //УФН. 1967.T.91.N2. с. 193

где Ьу0 - энергия ионизация уровня, с которого начиналось интегрирование, для Н£-Ь\'о-0.55 эВ, для - Ьу0-2.17 эВ, Т> поправочиый фактор Гаунта. Коэффициент Цу), учитывающий неводородоподобность часта верхних уровней, вычислялся по методу квантового дефекта. Из рис. 1.2. видно, что сплошной спектр ртутной плазмы имеет существенные скачки интенсивности вблизи порога ионизации нижшк возбужденных состояний. По величшю этих скачков определялась электронная температура. В частности для на дшше волны X =330 нм (Ьу=3.7 эВ) скачок интенсивности можно аналитически представить в виде : ДЕ(у)~ 4.5 10"35 Т^'"2 , эрг/см3ср , где Тс- К , N„1^ - см'5. В [13] экспериментально измеренные скачки интенсивности использовались для определения сечешш фотоиопизации, которые оказались близкие к расчетным. Концентрация электронов определялась на участаах, слабо зависящих от температуры. Так для Х=410 нм (Ь\'=3 эВ) Е(у)=3.4 1С41 НД\1;, эрг/см3ср. Тормозное излучение на нейтральных атомах определялось по ссчсшш упругого рассеяния электронов:

Таблица 1.1

Сечение фогоиошзацш и коэффициент радиационной рекомбниашш иона ртути

УРОВНЯ 6 Б,., 78„, Л»,., 6Р„, 7Р,„ 60;,, 713,,,

а'^ЧО" (аг) МЕ., 1,0 0.6 0.4 3.8 5,5 4.6 7.5 3.0 5.7

1.5 0.15 0.2 1.0 1.4 1.8 2.5 0.3 0.8

2.0 0.05 0.2 0.3 0.5 0.68 1.1 0.1 0.2

3.0 0.03 ОЛ 0.06 0.1 0.26 0.3 0.05 0.1

а-10м (си'/с) тс°к 1000 9.7 0.8 41.4 10.6 30.9 14.8 14.8 10.3

5000 4.3 0.4 18.0 4.4 19.6 4.0 4.0 4.1

10000 3.0 0.3 12.2 2.9 9.5 2.7 2.7 2.4

15000 2.4 0.3 96 2.2 7.6 2.1 2.1 16

20000 2.1 0.3 7.9 1.7 6.5 1.8 1.8 11

25000 1.8 0.2 6.7 1.3 5.7 1.5 1.5 0.7

30000 1.6 02 5.9 1.0 5.1 1 3 1.3 0.4

УРОВНИ 60„; 7В,„ «Р,. 1 8Р,- 8 Б,,; интег обш

а'ы'Ш'8 (см') 1.0 3.6 2.8 7.« 10.0 0.3

1.5 0.4 04 2.2 3.4 0.3

2.0 0.1 0.1 0.9 1.6 0.3

3.0 0.05 0.05 0.2 0.5 0.2

а-Ю'4 (см'/с) 1000 14.8 3.4 5.4 5.3 0.4 514 671

5000 6.2 1.3 2.2 2.2 0.2 144 217

¡0000 4.0 0.80 1.4 1.5 0.2 86 131

15000 3.0 0.53 1.2 1.2 0.1 58 93

20000 2.4 0.34 0.8 0.9 0.1 45 73

25000 1.9 0.22 Об 0.7 - 33 56

30000 1.5 0.12 0.5 0.6 - 23 43

СМ ор

25

20 15 10

ЕМ«10 НгШ 2 ______\ М; .I1 * 11« ------Хтт|! 1 1 1 "1---

г 2' N Г« 1 М 1 Ч 1 1 1 1 1 1 1 1 1 \\ \ 1 \ V

V • ! а \ 1 \\

IV 1 1 \> ч "■5--I-- ч. . о» ---м \ х \\

Г ""Ч

и 12 3 15 Ьт(эВ)

Рис. 1.2. Излучение электрона в поле пока ртуга (тормозное+рекомбинационное).

1-ион Н^, 2-ионПз";_-Те=3*104К, — -Те=1*104К

Г,2'-усредаенное значение без выделения нижних уровней.

Е(У)=

— ^Е^у[ст(Е-1п')+(Е-11У)с(Е)]схр(-Е/кТс)Л',ЕаЕ (1.20) Зс3(2тсткТе)3/2

При аппроксимации для Нй а(Е)=1.1*10"го Е"|/2, см2, где Е - энергия элсшрона в эрг, интеграл в (1-20) вычислялся нами :

Г(5/2,1г./кТе)

■], эрг см /ср (1.21)

Е(у)=3.4*10 МсК,(кТе/Г!у)[схр(-|1У/кТс)+-

Г(5/2)

Из сравнения (1.19) и (1.21) видно, что при Те=1*2 эВ и степени ионизации а>0.1 тормозным излучением на нейтральных атомах можно пренебречь.

1.4.2. Расчет поглощения излучения на линиях ртути с учетом их сверхтонкой структуры [14,15]. Нами использовался шггегральноп метод поглощения, который при сложной структуре линий сравшггсльно легко осуществить, выделяя спектральным прибором (ДФС-8) участок спектра, соответствующий

полной шприце лишш. При заданной форме линии источника E(v) экспериментально определяемая величина поглощения равна ') Р0 - Р J E(v) [ 1 - exp(-k(v)l] dv

A =-=--(1.22)

Po f E(v) dv

где 1 - длина поглощающего объема, Р0 ,Р - мощность падающего н прошедшего излучения. Контур лиши представлялся в ввде k(v)=k0x,cxp(-2.77(v-vi)7Av<i2, где Xj - относительная интенсивность i-компонсцты сверхтонкой структуры, Vi - частота компоненты, Avd -Яопплсровскгя полуширина. Велич1ша ко однозначно связана с заселсшюетыо нижнего уровня N, и силой осциллятора fik: к0=2с2(л1п2)"г *fikNj /me2Avd. Расчеты А производились для трех видов источника E(v):

1. Случай идентичных трубок или метод рсабсорбщш: E(v)=J(v)/k(v){l-exp(-k(v)l]}

2. Источник с контуром испускания, аналогичным контуру поглощения, но с отличающейся полушириной: Е(у)=105Хехр(-со^/а2), а=0.5; 1; 2.0

3. И почт ас сплошного спектра: E(v)=J0~const.

Кроме того, рассчитывалось влияние самопоглощешш на интенсивность линий, излучаемых плазмой и используемых для определения концентрации на верхних уровнях переходов:

Р/Р0 = ( JJ(v)/k(v) [1 - exp(-k(v)I]dv ) /( JJ(v) J dv).

Рис1.3. Поглощение на лиши 253.7 нм. 1-цдентичнмй источник; 2-источник линейчатого спектра а~1; 3-то же, а=2;4-источшж сплошного спектра. Сплошные кривые Т=600К, пушсгир-Т=300К

1). Фриш С.Э. Оптические спектры атомов, М., Атомиздат, 1963.

Расчеты производились для линий X =253.7 им, 546.1 км, 404.7 им, 435.8 нм атома ртути и X =194.2 нм иона ртути. Линии иона ртути имеют больший сдвиг между компонентами слабо перекрывающими друг друга и для них примиымы расчеты, проведенные для линии 194.2 нм. На рис.1.3 приведено поглощение на линии X =253.7 нм. Как видно, источник сплошного спектра следует применять при больших поглощениях, когда kfll>10; при малых поглощениях более чувствителен метод идентичного источника.

1,4.3. Расчет заселенности атомов и ионов ртути по возбужденным состояниям [15,16].

Расчет заселенности возбужденных состояний атомов и конов при заданных параметрах плазмы позволяет . оцсит потери плазмы на излучение, а также экспериментально решить обратную задачу: по измерению интенсивностей отдельных лшшй определить температуру электронов и концентрации атомов и ионов в основном состоянии. Заселенность 30 нижних возбужденных состоянии иона ртути Hg+ совместно с концентрацией двухзарядных ионов находилась численным решением системы алгебраических уравнений в квазистационарном приближении :

dNk/dt-SOW* - NkWta) - Nk(Vd/l+Wu)+N++(Ncak+Ne2pk) (1.23)

dN+7dt= I N„Wki - N++( Vd Л + Ne Xak + Ne2 2 pk) (1.24)

здесь Wnk - вероятности огдельньгх столкиовительных и излучатсльных переходов между уровнями, 'Ww - вероятность ионизации, ak, pk -коэффициент радиационной и тройной рекомбинации, Vd - скорость диффузионного ухода ионов на стенки, 1 -характерный размер илазми. Решение системы проводилось итерационным методом при заданных значениях Nc=N+=10l3-H016 см"3; Тс=104 ч- 2.5*104 К; V/1 =103 -105 с Начальное значение заселенности определялось приближенно снизу вверх по методу работы ') при пренебрежении переходов с более верхних уровней. Далее на каждой итерации определялись dNk Idt, dN+ Idt и вычислялись новые значения концентраций. Вероятности радиационных переходов рассчитывались по методу Бейтеа-Дамгаард. Для переходов, оканчивающихся на основном состояшш иона учитывалось поглощение, снижающие вероятность перехода. Предложено аналитическое выражение [15] , учитывающие смешанную форму контура от допплеровского и естественного уширения.

Аэф 7dO-a) Yg7taln(l/a) Avg . _

-=-+- ; a=-V 111 2

A kedl(7clnkOJl)"2 IOOcojI)1'3 Adv

1) S.Suckevrer. - Journal of Phisics B>, 1970, v.3, p.380

где и Ду() соответственно дисперсионная и допллсровская

полуширины, у,)=0.94, =0.81 при плоской форме плазменного слоя. Сечения возбуждения электронным ударом рассчитывались в кулон-борновском приближении "). Вследствие сильного кулоновского поля атомного остатка и усреднения по распределению электронов по энергии рассчитанные скорости переходов обеспечивают достаточную точность и близки к известным экспериментальным данным. Результаты расчета засоленностей уровней показали, что близкое к больцмановскому распределение для резонансных линий устанавливается при N¡.>3*10 4 см"3, а для более верхних уровней- при Кс>1016см'3. Влияние поглощения излучения заметно только в интервале концентраций электронов 1013н-1014 см" . Для определения концентрации и температуры по измеренным засоленностям наиболее удобны линии Х=398.4нм (уровень 6РЗЛ), л.=284.8нм (781/: 6Р3/,), Х=615.0 нм (7Р3/:), >.=587.2 нм {Ю^). Заселенность нижних возбужденных состояний атома ртути определялось решением системы уравнений, учитывающей все переходы между рассматриваемыми состояниями, а также переходы в основное состояние атома и иона. Использовались экспериментальные данные по сечениям и вероятностям переходов. Произведенный расчет позволяет по

Таблица 1.2

Относительная заселенность (к равновесной с основным состоянием) уровней 6 атома ртути при толщинах плазмы 1=10см (верхние значения) и 1=1.0 см (нижние

значения).

iol- 10" 10 10'5

т/ю^к 1.0 1.5 2.0 25 1.0 1.5 20 2.5 1.0 1.5 2.0 2.5 1.0 1.5 2.0 25

No= <см'> бЧ 0.14 0.092 0.063 0,041 0.170 0.110 0.080 0.053 0 35 0,28 0.20 0 14 -

0.14 0.092 0.063 0.041 0,170 0.110 0.080 0.053 0 35 0.28 0.20 0 14 - -

6V, 0 0032 0.0027 0 002 0.0016 0.031 0.026 0.020 0.016 0,25 0.20 0.15 0.12

оооз: 0.0027 0 002 0 0016 0,031 0 026 0 020 0.016 0.25 0.20 0.15 0.12

б'Р: 0.13 0.11 0.080 0 060 0.150 0.130 0 096 0 072 0.33 0.27 0.21 0.16 -

0.13 0 11 0080 0.060 0.150 0.130 0096 0 072 0.33 0.27 0.21 0.16

No = 10" (см1) 6JP„ 0.17 0.12 0.082 0.054 0.360 0.30 0.220 0 150 0.79 0.70 0 49 0.32 0 94 0.85 0,59 0.38

0 14 0 092 0,063 0.041 0.170 0.110 0,080 0 053 0.35 0.28 0 20 0.14 0.77 0.68 0.48 0.32

6JP, 0.030 0.026 0 020 0.016 0.240 020 0.150 0 HO 0.70 060 0 40 0,30 091 0.81 0,54 0.40

0.0032 0.0027 0.002 OOOI6 0.031 0.026 0.020 0.016 0.25 0.20 0.15 0 12 0 73 0,65 0.46 0.34

6JP: 0.16 0.13 0.10 0.074 0.340 0.310 0.220 0.170 0.73 0.69 048 0 35 0 87 0.85 0.57 0.40

0.13 0.11 o.oso 0.060 0.150 0.130 0 096 0.072 0.33 0 27 0.21 0.16 071 0.68 0.47 0.34

N„= m'J 1см') 6jP0 0.47 0.39 0.280 0.190 0 860 0 760 0.530 0.350 0.98 0.86 0.59 0.38 1.0 0.87 0.60 0.39

0.17 0.12 0 082 0 054 0.360 0 30 0.220 0.150 0.79 0.70 0.49 0.32 0.94 0.85 0.59 0.38

6JP, O.JO 0.30 0 210 0,170 0.80 0.70 O.SO 0.330 0 90 0.80 0.50 0.41 0.95 0.84 0.50 041

0.030 0.026 0 020 0016 0.240 0.20 0.150 0 110 0.70 0.60 0.40 0.30 0.91 0.S1 0.54 0 40

6lP, 0.43 0.4 0.290 0 220 0 790 0.760 0.520 0.370 0.91 0.85 0.57 041 0.96 0 86 0.59 041

0.16 0 13 0 10 0 074 0.340 0.310 0.220 0 170 0.73 0 69 0.48 0 35 0 87 0 85 0.57 040

2) Вашнлтсйн Л.Л., Собсдьман И.И., Юкон К.Л. С ечения побуждения ¡помои п попов электронами. М., 1973. !44с.

поглощению одной из линий видимого триплета ртути 404.7нм, 435.8нм, 546.0 км определить трудноцзмеряемую кищентрацию нормальных атомов ртути. Кроме того, по относительной интенсивности лшшй^ оканчивающихся на резонансном и метастабнльном уровнях при 10'"см" <МС <10|4см"3 можно оценить концентрацию электронов. При Ые>10'4см 3 резонансное излучение слабо влияет на относительную заселенность уровней из-за их перемешивания электронными ударами.

1.4.4. Интсрферомсгричсскис измерения. Измерения полуширины линии Нр. Аппаратура спектральных измерений.

Интерфсромстрнчсскис измерения концентрации плазмы из-за низкой чувствительности применялись в мощных разрядах при Мс>10"' см3. Была разработана простая надежная схема, подобная схеме получения голограммы [18].

Рис. 1.4. Схема китерфсрометрических измерений и интерферограмма межэлектродного промежутка с увеличением 4:1. 1-лазер, 2-расшир1Ггель пучка, 3-делитсль,4-исслсяусмая плазма, 5-интерферограмма.

При импульсном лазере схема нечувствительна к вибрации и обладает пространственным разрешением до сотых долей мм из-за большого угла сходимости лучей. При пренебрежет«! вкладом нейтральной компоненты плазмы, концентрация электронов пропорциональна сдвигу полос интерференционной картины ') к: 1» 1.1 1017 Х11Ч"' к , ¡1=694.0 им. При концентрациях электронов Мс=10м 1016 см'3 удобно измерение штарковской полуширины водородной линии Нр , которую с точностью до 15% можно представить аналитически в виде : «2 Ю'10 ^^ им '). Водород добавлялся в небольшом количестве (-1%) к основной компоненте плазмы, чтобы не внести существенных изменений

1) Диагностика плазмы. Под ред. Р.Хадлстоуна и С.Леонарда, М., Мир. 1967. 516 с.

б. условия протекания разряда [16]. Контур линии Нр , как и спектралышс измерения, регистрировался на спектрографе ДФС-8 (аппаратная полуширина 0.15 А") с ФЭУ-39 либо многократным регистратором спектра МРС-1. Для улучшения пространственного разрешения оптических измерений применялась методика выделения излучения (или поглощения) малого объема плазмы с помощью двух подвижных кварцевых трубок. В методе поглощения в качестве источника линейчатого спектра использовалась ксеионовая лампа высокого давлеши ИФП-8С0. Для увеличения чувствительности и точности метода поглощения запись участка сплошного спектра вблизи линии 253.7 нм производилась во втором порядке дисперсии спектрографа при устранении первого порядка фильтрами.

1.5. Сравнение результатов различных методик.

Комплексное применение различных, методик проводилось в плазме импульсного разр.да с ртутным катодом при токах Зн-ЗО кА [16,17]. Разряд характеризовался однородной, монотонно расширяющейся формой. На рис. 1.5 приведены результаты измерении концентрации и температуры электронов в плазме в приосевой области разряда. Результаты измерений концентрации электронов зоцдовым методом, по обратным токам на анод, по интенсивности ионных линий и уширеншо Нр согласуются между собой в пределах ошибок эксперимента. В то же время, концентрация электронов, определенная по сплошному спектру имеет примерно в 1.5 раза завышенное значение, что можно объяснить добавлением в сплошной спектр крыльев линейчатого спектра и излучения примессй. С другой стороны, определение температуры электронов по рекомбинационным скачкам сплошного спектра дает близкие результата к измерениям Те по отношению ннтенсивностей ионных линий и обратным токам на анод. Это указывает на адекватность расчета рскомбинационного

Рис.1.5 Концентрация и те,\гпература электронов измеренные по сплошному спектру-1,зовдовым методом -2,по обратный токам на анод - 3, по интенсивности ионных линий -4,уцшрсшио Нр -5. Пунктир концентрация нормальных атомов ртутя, 6- форма импульса тока, 1т=5 кА.

излучения. Зовдовый метод дает на 15*20% большее значение электронной температуры, чем спектральные измерения. Однако, при учете поправки на конечную проводимость плазмы зондовому тону это различие сшвдалось практически до овшбок эксперимента. Зондовый метод выделялся из всех прнменетчых методов лучшим временным и пространственным разрешением, а также большим диапазоном значений измеряемых параметров, что особенно важно при исследоваши распадающейся плазмы. Однако, при возрастании разрядных токов более 20*30 кА измерение ионного тока насыщения было затруднено вследствие зажигания дуг между зондами. Зондовые измерешм ограничивались измерешкш плавающего потенциала зонда и наклона зондовой характеристики при подаче небольшого ( доли вольта) синусоидального сигнала на зонд. При оценке электронной температуры другими методам! (например, по измерешим проводимости) это давало возможность оцешггь концентрацгао плазмы. Действительно, из выражения для электронной температуры кТс / е = 1р(2 <И/<Ш)"' заменяя ионный ток его значением 1^=0.5 е (кТ^М)"2 Бз, можно получить:

>1е = 4 <Ц/<Ш \'кТсМ/ег8, (1.25)

Обратные токи на анод измерялись до разрядных токов 100 кА из-за появления обратных зажиганий на аноде. При токах 100 кА и более примените измерений полуширины Нр ограничивалось из-за слабого выделения линии Нр над уровнем сплошного спектра. Измерешм линейчатого и сплошного спектра излучения плазмы при больших токах не снижали свою точность. При этом заселенность возбужденных состояний близка к больцмановской и из измерения концентраций двух далеко раздвинутых ионных уровней определялась концентрация и температура электронов:

кТе= ДЕ 1п1 (М28) / М1б2); , 8о/ 8, (Н2§1 / М^2)ШлЕ

где N¡,§¡,1^ - концентрация, етатвес и энергия возбуждения уровня ¡. Интенсивность сплошного спектра возрастает как квадрат концентрации, что также повышает точность измерений. При концентрации плазмы Кс>1016 см"3 достаточной чувствительностью обладал интерференционный метод. Концентрация нормальных атомов (рис.1.5.) определялась по поглощению на линии 253 .7 им источника сплошного спектра. Измерешм поглощения на линиях триплета атома ртути 404.7, 546.1, 435.8 нм дают значения концентрации метастабилышх и резонансных состояний атома ртути в соответствии с расчетными значениями при концентрации атомов, определенных по поглощению на литпш 253.7 ям. Это позволяет определять концентрацию нормальных атомов ртути по более легко определяемой заселенности одного из возбужденных уровней 63Р012.

РАЗДЕЛ 2. Плазма импульсного разряда с ртутным катодом.

2.1. Результаты экспериментальных, измерений параметров плазмы.

В ртутном разряде был применен весь комплекс рассмотренных в разделе 1 методик [1-4], [7-8], [16-17]. Основная конструкция экспериментальных макетов приведена на рис.2.1. Результаты измерений временных, радиальных и токовых зависимостей параметров плазмы приведены на рис. 1.5, 2.2 - 2.8. Измерения концентрации электронов (рис. 1.5,2.3,2.4) показывают, что уже при токах единицы кА концентрация плазмы существенно превышает первоначальную концентрацию паров ртути и, следовательно, плазма образуется в основном за счет испарения ртутного катода. Концентрация плазмы определяется разрядным током и примерно пропорциональна его плотности. На расстояниях 1+2 см от катода N^.-2*10'" ] А/см", на расстояниях 8+10 см Ые=1 * 101- ] А/см". Температура электронов (рис. 1.5,2.3) слабо зависит от разрядных условий и составляе! 1.5+2.0 эВ. Радиальная зависимость концентрации плазмы близка к распределению плошостп тока, распределение температуры электронов близко к однородному. Наблюдался весьма слабый спад Тс по радиусу, что можно объяснить уменьшением плотности тока и некоторым охлаждением электронов за счет радиального расширения плазмы. Слабая зависимость температуры электронов от тока приводит к ограничению проводимости плазмы и, как

1'|1С.: 1 Экспериментальные макеты. 1 анод; 2,3 сегки; 4-фШ1ьтр; 5-поджш атоль; 6 ргутпый катод; 7-смотропыс окна, либо вводы зоилов

следствие, к сильному росту падения напряжения на промежутке до сотен вольт при токах сотни кА. Концентрации возбужденных состояний: резонансного 63Р, и мстастабильных 63Ро; атома ртути близки между собой и соответствуют проведенным расчетам. Это подтверждает малую роль резонансного излучения на относительную заселенность этих уровней вследствие активного их перемешивания электронным ударом при Nc>1014 см"3. Концентрация возбужденных ионов также соответствует расчету по измеренным значениям Nc и Тс. Концентрация нормальных атомов ртути (рис. 1.5) во время импульса тока составляет 10-й 5% от концентрации электронов, что указывает на значительную степень ионизации плазмы. При спаде тока и результате дсноннзации концентрация атомов сильно возрастает, превышая начальное значение и затем медленно спадает за счет конденсации. Эго также подтверждает существенное испарение ртутного катода во время импульса. 1 Доводились также измерения зощовым методом N,.,TC и потенциала плазмы вблизи сеток, экранов и анода и сравнение их с сеточными характеристиками и измерениями обратных токов. 11с обнаружен спад концентрации к поверхностям сеток л экранов несмотря на сильный приход на них и рекомбинацию ионов, что подтверждается измерением сеточных токов и калориметрическими измерениями энергии, отводимой охлаждающей жидкостью при работе на частоте. Так как концентрация плазмы и основные ее свойства определяются значением плотности тока, которая также определяет эрозию и износ электродов, в работе были проведены дополнительные исследования расщирешм канала разряда и распределения плотности тока в зависимости от параметров импульса тока: скорости нарастания тока, его амплитуды и длителыюстн(рис.2.6-2.8). Результаты исследований при скоростях нарастания тока менее 4* 1010 А/с показали, что канал разряда непосредственно после пробоя является узким у катода (инициирующего устройства) и несколько расширяющийся к аноду. Диаметр какала у анода непосредственно после пробоя пропорционален межэлсктродному расстоянию, составляя от него 60+80%. Далее канал расширяется со скоростью примерно равной скорости ионного звука (1-И.5)*105 см/с. Однако на фронте импульса, когда ток продолжает расти линейно, в центре канала плотность тока растет быстрее, чем на периферии так, что эффективная ширина канала остается примерно постоянной. При замедлении или прекращении роста тока (вершина импульса) расширение капала разряда у анода продолжается с той же скоростью, плотность тока при этом выравнивается по сечсшпо разряда. Скорость расширения плазмы у поверхности катода онределяс юя скоростью расширения od.iacni катодной привязки и оиределн.чаа. скороеiиым фот/рафпрпнамием. 11ри

3,Ь/омг

801 .мкс

Рис 2.2 Временные зависимости концентрации возбужденных атомов 1-3 и возбужденных ионов 4-6 на оси разряда

1.1Ч(63Р2)*10" 2. К(63?о)10'" 3. Ы^'Р^Ю1' 4. К(63РМ)10" 5.N(751,2)10"' 6.Щ1Р,п)Ю4 7.1=5кА

N..

8 10 го 40 80 103 ш 1.ка

Рис.2.4 Зависимость от амплитуды тока: концентрации - 1, температуры - 2 электронов и падения напряжения на промежутке - 3.

0 12 3 4 г,о«

Рис.2.3.Радиальное распределение концентрации электронов 1,2 и плотности тока 1', 2', 1т = 5кА, 1, Г -1 - 20 мкс; 2,2' 1 - бОмкс

А

отн.ед. 12

10

8

Б

4

г

*

\ > V « 1

^ ч •

Ч Гу

0 12 3 4 5 Рис.2.5 Распределение плотности тока по сечению разрада при линейном нарастании тока (с11/<1£=5*10'А/с): 1 -I - 0.2 мкс;

2 4 = 0.5 мкс; 3-1 = 1.2 мкс.— плотность тока

у анода, — плотность тока у катода.

скоростях нарастания тока на фронте импульса (Ш(И=10б-И09А/с, У=4(сШсК)'/2см/с при температуре охлаждающей ртутный катод жидкости ^=104:. При ^ЗСС, У=6(<П/сИ)|/2. Таким образом при скорость рас1Ш1рсння области занятой катодными пятнами близка к ионной скорости звука. При сИМОЮ9 А/с дальнейший рост скорости движения фронта катодной привязки замедляется. При этом впереди фронта пятен возникают случайным образом отдельные спонтанные пятна. При токах десятки кА и более и длительностью более десятков мкс внутри канала возможно появление колебаний плотности тока, которые можно интерпретировать как возникновение л распад слабых пинчен при сохраняющейся средней плотности тока на всем

4

сечении разряда. Колебания плотности тока уменьшаются и исчезают с уменьшением мсжэлсктродного расстояния. При скоростях нарастания тока более 4*Ю10 А/с из-за скин-эффекта разряд начинается у етснок прибора, после чего начинается линчевание разряда. Пшгчсванис является неполным, т.к. на остальном сечении сохраняется значите ? ьная плотность

а ... а ... а

j^Ä/CM

i-A/си

|.Vch

J. А/см

11500

\з

1 ч

4 -2 0 2 4 6)

-4 -го г а

Рис.2.6. Распределение плотности тока по сечеюпо разряда (г) в различные моменты времени при линейном нарастании тока:

а)dl/dt = 3*107 А/с, 1 -1 = 10 мке,2- 30 мке, 3 - 50икс;

б) dl/dt = 1.5*108Ä/c, 1-1 5 икс, 2-15 мке, 3-30 мке;

в)dl/dt =-2*Ю10 А/с, 1 -t= 0.6мке, 2 -1 мке, 3-3 м.:с;

r) dl/dt - 4*Ю'° А/с, 1 -1 - 0.6 мке, 2 - 1 мхе, 3-1.5 икс, 4 - 3 икс.

Ts, ,СМ

I. кА

О tO 30 50 70 t.Miec

а)

j.a/ch*

1

/С:

60

г

1,кА

гоио

о ?з я гз й ¡шг?г

Рпс.2.8. Зависимость эффективного радиусаканала разряда от амплитуды тока при длительности 40 мке (кривая 1-2)и 180 мке (1'-2'), 1,1'-расстояние анод-катод 15 мм, 2,2' - расстояние анод-катод 100 мм.

L мке

и 1000 б)

Рис.2.7. Значение плотности тока на различном расстоянии от оси разряда: 1 - г = 1 см, 2 - г=3 см, 3 - г - 5 см, 4-форма импульса тока.

тока, еще более увеличивающаяся при развале центрального шшча. Предельная сИЛИ для возникновения сшн-эффскта растет, а степень шшчевшшя разряда снижается при уменьшешш межэлектродного' расстояшш. Эффективный радиус канала разряда, внутри которого проходит ~80% количества электричества, растет с увеличение»/ длительности и. амплитуды импульса тока и увеличением межэлектродного расстояния, что позволяет обосновать необходимый диаметр электродов.

■2,2. Эдсктрогагастичсекие свойства плазмы, ионизационный и тепловой

баланс.

Вольтамперпые характеристики и измерения параметров плазмы показали, что пробой и образовашге в промежутке кваз!шейтралыюй плазмы в парах ртути происходит за время порядка 0.1 мкс. Уже через 1*2 г :кс, когда анода досыпает эрозионная плазма с катода , плазму можно считать квазистационарной с медленно меняющимися в соответствии с изменением плотности тока параметрам!. Для такого квазистационарного , состояния исследован ионизационный и тепловой баланс плазмы. Основной составляющей плазмы, как показывают измерения, являются однозарядшле ионы ртути. Доля двухзарядных ионов М++ в плазме катодных пятен ртуги по литературным данным мала. Прирост концентрации двухзарядных ионов Ы+ за время пролета плазмы до анода определялась исходя из уравнения баланса при пренебрежении объемной рекомбинацией: ¿М N.. где ,8к. - рассчиташлге

концентрации возбуждешгых состояний иона и скорости ионизации в этих состояниях. Результаты расчета значений при скорости \Л+=106

см'с и двух значешш межэлектродного расстояшш 1 приведены в табл.2.1. в сравнении с равновесными по Саха (нижние значешш).

Таблица 2.1

Гс (°К) Кс=10н(с!О М«-3*10ы(си") Н.=10,э(см ) Кс=3*1013(см'^)

1=10см 1=1 см 1=10см 1=1 см 1= 10см 1=1см 1=10см 1=1см

10000 9.4*10^ 6.2*10"" 6.8*10ч 6.6* Ю"6 3.4*10" 3.4*10"' 1.2*10"® 1.2*10""

15000 1.6*10'* 1.0*105 1.1*10"^ 1.0*10" 4.1*Ю"! 4.0* 10"4 1.5*10"'' 1.5* 10"4

20000 6.4*10"3 3.8*10"4 4.2*10"- 4.2* 10'3 0.18 0.017 0.6 0.06

10000 8.1*10"'' 2.7* Ю'1 8.1П0-"1 2.7*10-*

15000 4 1 2.3 1.05 0.49

200С0 34 19.5 10.5 5.9

Как следует из таблицы доля двухзарядных ионов прп Тс=1.5 эВ мала и существенно нп;кс разновесной. Это позволяет пренебречь объемной

рекомбинацией двухзарадных ионов при рассмотрении баланса однозарядных иоиов:

<Шс!1= 1- И^2 Е Рк+ - И4 N,0, - 1МчХ$м+ - V/ /1

Анализ уравнений баланса при измеренных значениях концентрации показал (табл.2.2.), что основной вклад в понизацгао дают б'Р^д урошш атома ртути, рекомбинацией можно пренебречь, ионизация компенсируется диффузиоиныи уходом ионов па стенки, сетки и экраны. Однако скороста диффузионного ухода не превышает 5 * 103 см/с, что подтверждается малыми измеренными градиентами концентрации у этах поверхностей. Измеренные значения концентрации нейтральных, атомов несмотря па малые значения N,/N,.=10+15% существенно превышают равновесные. Общая частота ионизации атомов с учетом ионизации с возбужденных состояний остаьляет при Те=1.5 эВ. При

тепловых скоростях атомов-104см/е длина ионизации составит =(0.2+0.005)см' при Мс=(10|4+1016)см"3.

Таблица 2.2

Составляющие баланса однозарядных ионов при токе 1т=5кА. (см3 с)"1 ■

ИЛА.-

б'во 7% 6'Р, неего 6% аы'/л

140''' 5'Ю1' 5« 10" 2'10" 1«10!' 1.1-1?' 240'" 4чо'-1 4М0'4 оо14

Сохранение нейтральных атомов во всем промежутке поддерживается за счет испарения микрокапель летящих нз катодных пятен. Вследствие высокой электронной теплопроводности близкое значение (0.2+0.02) см имеет при Мг=(1014+'1016)см" длина ионизации у поверхностей сеток и экранов для отходящих от них атомов, образующихся при рекомбинации ионов. Только при концентрации ~106см"3 заметно еншкеиие температуры электронов у этих поверхностей. Соотношение между концентрацией плазмы у катода и плотностью тока Ме=(4+5)*1012] при скорости истсчешш У=2*105 см/с определяет коэффшщент элеетропсрекоса по иогпюй составляющей (2.5+3)* 10"3 г/Кл при данных по полному коэффициенту элсктроперсноса включая капельную фазу 4*10" г/Кл.. Уравнение баланса для темтсратуры электронов записывалось в поде:

]„/еНс1 [2кТ+си„+сЩ + ЗкТсш(ус;+уега)/М + (5*/Ые = Г/Кса здесь ]„'=(). 5сНс(к(Т,,+Т<)/М) " - поток ионов на стеши, 1 - характерный размер плазмы, си,у=5кТс - потенциальный барьер у стсшш; ус;,уС1П -

частоты столкновений электронов с ионами и атомами, <2*-потср,я энергии па излучение, подсчитываемая по рассчитанным засоленностям возбужденных состоянии ионов и атомов и эффективным суммарным вероятностям переходов с этих состояний. Последний член определяет приобретенную электроном энергию от электрического поля. Результаты расчета .оиергии излучения ртутной плазмы приведены в таблице 2.3. В таблице 2.4 приведены рассчитанные значения отдельных оставляющих в потере тепла. Как слсдуст из приведенных данных наибольший вклад в потерю энергии электронами дают потери на стенках при низких Тс и потери на излучение при высоких Т,,. Обменная энергия при электрон-электронных столкновениях кТеусс на три-четыре порядка превышает общие потери

Таблица 2.3.

Эьергия излучения ртутной плазмы при М*=Ме;>1а=10|:!см"3 в эВ/с на 1 электрон.

си' т, к ИОН 11в" ATOM He СПЛ CIIC-KJf

6Р|/2,!/2 7IW: 6IW: 70.1»: 7S„: 8S„. полное оценка «V, 6'P, laiHix

10" 10000 1.4» 10ч 0.3 2.6*10' г 0.15 2S 1.6-10 7.2*10" i.3*I7 1.4*10' 8.3*10' 2.0*10* 13

¡5000 I.6-IO' 40 8.9 340 30 220 4.4 1.5 1.7*10' 7.9*10' 1.4*10* 10*10' 12

гоооо 5.3*10' 5*10" 1.6» ю-" 3.4*10' 400 1.9* itf 72 25 5.4*10' 1.5*10' 6.5*10* 3.0*10' 11

25000 1.2*10* 14-10' 9.1-10- 1.4» 10* 2.4'10' 6.7*10' 3SO 130 1.2*10" 2.2*10' 1.8*10' 8.0*10'' 10

30000 1.8*10* 6.0*10' 2, J'10' 3.2*10' fc-10' 1 5*10* 1100 380 2.1*10* 3.0*10' 3.4*10' 1.4*10* 9

10й 10000 62*10* 22 0.24 450 А) 120 0.S5 1.4 6.5*10' 1.1*10' 8.3*10' 10*lC 130

1300G !.2*Ш' 440' 760 4.5*10' 5*10' 9.4* 10' 205 300 1.0*10* 6.1*10' 1.4-10' 1.5*10' 120

20000 2.8*10' 4.2' 10» 1.3*10' 4.7*10' й-10* 7.6» 10' 29*10' 5*10' 4.0*10* 1.2* !0' 6.5*10* 4.0*10' 110

250ОО 6.7-10* 1.8-ГО' 7.2*10' 1.8*10' 3.1*10' 2.7*10' 1.S-I0" 3*10" 1.2* 10' 1.7*10' 1.7*10' 7.0* 10' 100

ю'5 iOOOO 1.3*10' 2.2-10" 25 5.7'Ю* 200 1.1*10' 12 24 1.5-10' 3.3*10' 8.0*10' 2.0*10' 1300

15000 1.7' 10" 1.2» 10" 9*10' 7.9*10" 6*10" 9.8*10' 3 6*10J 8*10' 3.5*10' 2.0*10* 3.2* 10J 1.0*10' IIOO

2001» 6.0' ¡0* 4.5- 1.6*10' 8.3*10' 9» 10' 8.9-10' 6.1*10' 1.4*10' 2.5*10' 3.6*10' 6.0-10" 2 0* 10' MOO

Таблица 2.4

Составляющие электронного теплового баланса ртутной плазмы в зВ/с.

N. («■') T, CK) излучение Q'/N. потери на стенках 1=1 си потери на стенках 1-Scm упругие потери обмен- нал энергия kT„v„ j'/N.a

rio (А/см ) j=100 (А/см2) jM ООО (А/см2)

10" 10000 3.3*10* 1.6*10' 3.9*10' 2.5*',0* 3.6* Ю* 3.4*10' 3.4* 10 3.4*10lu

15000 3.7*10' 2.3*10' 4.6*10' 2.1* Ю3 ^2*10' 1.9*10' 1.9*10" 1.9*10"

20000 8.4*10s 2.9*10' 5.8* 10s 1.8*10J 2.8*10' 1.3*10' 1.3*10" 1.340ю

25000 2.0*10' 3.7*10* 7.4* 10! i.6*10! 2.4*10" 1.0*10' 1.0*10" 1.0*10'°

30000 3,S*I0' 4.6*10' 9.240s 1.5*10! 2.2*10" 7.8* 10s 7.8* 107 7.8*10'

10й icwoo S.5'104 1.6*10' 3,2*10* Д3*10* 3.3*10' 2.9*!0' 2.9*10' 2.9*10'

1SOOG 1.2* 106 2.3»106 4.640* 1.9*10* 2.9*10" 1.7* 10s 1.7*10' l.Tltf

2СЮОО 4.5* 106 2.9* 106 5.8* 10s 1.6*10* 2.4*10' 1.2* 10s 1.2*10' 1.2*10*

25000 1.3*10' 3.7* 106 7.4* 10s 1.4*10* 2.2*10* 8.8*10* 8.8*10' 8.8* 10s

10'-' 10000 1.7*10s 1.6M06 3.2* ¡05 2.0*105 3.0* 10'4 2.4*10* 2.4* 10' 2.4* 108

15000 3.6*10' 2.3* ¡0' 4.6' У 1.7*105 2.6* 10'" 1.5*10' I.S'IO6 1.5*10"

20000 2.7*10' 2.9* Ю6 5.8* Ю5 1.4*10' 2.1*10'° 1.0*10* 1.0*106 1.0*10'

энергии, что указывает на "<рошую максвелизацшо распределения электронов по скоростям. Кроме того, из условия пропорциональностжонцентратт плазмы и плотности тока N=(2+4) 101 ^ следует, что дрейфовая скорость электронов Уа=(1.5-;-3)106 см/с существенно ниже тепловой У^З* 107см/с. Это показывает на невозможность возникновения непрерывно ускоряющихся (убегающих) электронов. Так как частота электрон-ионных столкновений на два-три порядка прсзышаст частоту электрон-атомных столкновений, проводимость плазмы определяется электрон-ионными столкновениями, практически не зависит от концентрации плазмы и уменьшается с ростом Тс. В то время, как потери энергии быстро растут с ростом Те, приобретение энергии от внешнего поля уменьшается (Рис.2.9). з

ЭВ 2

с

:о7 о б а 3

г

юв

Ю4 1.5*10ч 2*10* Т..К

Рнс.2.9. Энергия, теряемая одним электроном (1) и получаемая им от внешнего поля при плотностях тока: (2)-70 А/см2, (3) -100 А/см", (4)-150 А/см2.

Расчет при К,= 2*1014см"3, 1-1 см.

Точки пересечешш кривых потери и приобретения энергии на рис.2.9 и определясь устанавливаемую в плазме температуру электронов. Существенные изменения плотности тока не приводят к заметному изменению температуры Тс, т.к. при этом пропорционально растет и концентрация электронов и энергия, теряемая каждым электроном на излучение и упругие столкновения. Фиксация Те приводит и к фиксации проводимости в пределах 50+100(0м*см)"1. Это, в свою очередь, приводит к росту падения напряжения с ростом тока. Снизить рост падения напряжения можно, только уменьшая длину межэлектродного промежутка, а при импульсах тока достаточной длительности увеличивая диаметр электродов в соответствие с расширением канала разряда. При коротких (несколько мже) импульсах тока канал разряда не успевает расширяться и плотность тока может превысить значение 104 А/смг. Это приводит к увеличению падения напряжения до 103В и усиленному износу электродов. Нами была предложена я исследована конструкция прибора

------

___2

[19] с отводом тока от катода по центральному стержню через отверстие в аподс (гак называемая схема обратного гашча).

Рис.2.10. Схема "обратного пщпа"

Протекающий по центральному стержню ток создает мапщтное поле обратного направления поля разрядного тока в плазме. Это тангенциальное магнитное поле, взаимодействуя с движущими зарядами в плазме, создаст радиальную С1шу, расширяющую канал разряда вместе с силой, определяемо!"! градиентом давления. Изменяя соотношение отбираемого тока от центрального стержня и от корпуса прибора с помощью внешней цепи можно управлять расширением канала разряда, делая его устойчивым и практически равным диаметру анода. В данной конструкции получены скосостн расширения канала до (4-г5)*106см/с, Рассмотрим условие замагпичснности электронов плазмы, критерием которого является неравенство , где ®н=сВ/т, « уес +

=7*10"5 N г\\'1'2 эВ, В =ц0 1/2тс г = ц п} г /2. Заменяя N =(2+4)1012) , получим: со„ /уэ1,=(0.04-г0.08)г (см) Тс32(эВ) <1 при г - несколько см, Те=1.5+2.0 эВ. Таким образом собственное маппгшое поле тока не может замагшгппъ электроны вследствие пропорционального роста концентрации с током. Это же обстоятельство, в сочетании с малым временем пролета ионов промежутка со скоростью У=2*105 см/с и большой массой дана ртути, препятствует ппнчевашш канала разряда. Только при больших плотностях тока (]>103 А/см") и ■ межэлектродных расстояниях (с!>5ч-8 см) возможны слабые локальные пинчн областей плазмы, истекающих из групповых пятен на катоде, которые сглаживаются приходом плазмы из других областей при ее разлете.

2.3. Деиошгзация плазмы нпзкого давления.

Деионизация плазмы определяет время восстановлешш электрической прочности газоразрядного промежутка и частотные свойства приборов. При этом важно исследовать процесс детализации на продолжительном этапе ее протекания,при уменьшении концентрации плазмы на 4т-5 порядков вшишш до М=109см"3, когда ело»! прострапственпого заряда сможет перекрыть газоразрядный промежуток. Нами проведен численный расчет, получены аналигнческно выражения для спада конценгращш н температуры плазмы и времеш! перекрьшашш

слоем газоразрядного промежутка и проведены экспериментальные исследования процесса деиоплзацнп плазмы импульсного ртутного разряда и восстановления электрической прочности промежутка [19-21]. Решалась система уравнений непрерывности н движения в предположении отсутствия объемной рекомбинации и ионизацш:

.гма + сИУ^У)=О; <зу/а + V ЙУ/Й-+г^ио/ш^г +УУ(п=О (2.1) где частота столкновений ионов с нейтральными атомами, V-дрейфовая скорость ионов, Т=ТС+Т;. Температура электронов уменьшается за счет расширения плазмы на стенки и вследствие упругих столкновений с атомами и ионами:

ЭТс/а=(Т1Ж) С/-1)ЭН/51 - у/а-Т;) (2.2)

где V,. =(2пт/М)(ус]+усгп), 7=(2/3)*(2+си„УкГ£) - показатель адиабаты расширения электронного газа, и„- потенциал егеигаг. Система (2.1),(2.2) решалась численно методом характеристик для ргутной плазмы при граничных значениях скорости Угр=(кТ/М)1/2. Это значение У^, равно скоростн ухода ионов на стенки в стационарной плазме и равно критической скоросгн истечения газа с температура'! Т в нестационарном случае '). Результаты численных расчетов хорошо аппроксимируются аналитическими выражениями, полученными в пренебрежении ёУ/сЦ в (2.1) н замене: с1У/йг=(Ш)(кТ/М)что выполняется прн заданном значении У^. В этом случае система (2.1-2.2) решается методом разделения переменных. Получены аналитические выражения для спада концентрации и температуры заряженных частиц во время деногизации плазмы при низких и промежуточных давлениях. Показано, что в начальном периоде дсионнзации закон спада концентрации отличается от экспоненциального из-за быстрого спада электрошгой температуры за счет выноса энергии заряженными частицами на стенки. На поздних стадиях денонизацип электронная температура сганов1ггся шпке'атомной, а спад концентрации плазмы осущесталяется по . экспоненте, определяемой ионной температурой:

N (ТСГ/Г;)(У-1)С "<Ь> Су,'!

— = (1+--) * ехрГ--^--О] (2.3)

N0 , V + (у-1) С ,,2^*-(у-1)С

где С= (ц" кТ^/( М ( +(Ш)(кТ1 /М) )) , и=гсЛ1зг!) - для плоского слоя, толщшгой б, р= 2.4 Жэф - для цилиндра радиусом К,, (с^ф/с!)2 = (И3ф/11)2= (3.5 + а)/(1 + а) , а = г,,Д (М/кТ)1/2.

Рассмотрена деионизащш плазмы во время спада тока на заднем фронте импульса тока.Получены аналитические выражения для оценки параметров плазмы в момент окончания импульса тока.

1) Станюкович К.П. ¡Ьустанознвншсся движения сплошной среды. М., Наука, 1971,854 с.

Нхл То Тс0 (г-1)1«, — =- ;--1=1п(1 +-) (2.4)

То+ Тс ост Т0

где т0 = с!(7+у1тс1/У0)/п Л'0 - начальное значение постоянной дсионизации, Л/0=(кТс/М)"".Рассмотрено влияние внешних попей на ход деионизащш плазмы. Получено выражение для толщины слоя пространственного заряда при промежуточных давлениях: 5/6л = (0.3 5.Д; +1)'"5, где 8Л-ленгщоровская толщина слоя в отсутствии столкновений. Получено также аналитическое выражение для расчета времени перекрывания слоем пространственного заряда газоразрядного промежутка с учетом ограничения ионного тока проетранегвешшм зарядом в слое и ускоренного распада плазмы за счет уменьшеши сс размера при росте слоя:

^ с!(1+0.3а)"4 (14+За)(1-5(/<5) 2 60 1+и2

— = 21п {-)--+ -С1 —)1п(-) (2.5)

т0 50(1+О.За5<Д1)"4 7+а 3 а 7+а где 50- начальная толщина слоя. Проведено экспериментальное исследование дсионизации плазмы импульсного ртутного разряда при различных длительностях спада тока и после его прекращения при отсутствии н наличии внешних полей. Измерялись концентрация и температура электронов методом электрических зондов, концентрация метастабильных и резонансных атомов ртути в состоящих б'Рд^д по методу поглощения линейчатого спектра ртутного источника излучения, а также время восстановления электрической прочности газоразрядного промежутка подачей на анод с задержкой во времени положительного потенциала. Примененная методика синусоидального питания зондов с регулируемой задержкой во времени позволила в условиях сильноточного импульсного разряда произвести измерения на большом временном интервале дсионизации при уменьшении концентрации более чем на три порядка (рис.2.11,2.12.). Измеренные зависимости спада концентрации и температуры электронов и скорости роста слоя пространственного заряда согласуются с рассчитанными теоретически на основании полученных аналитических выражений. Измерения концентрации метастабильных состояний атома ртути показали на их быстрый спад в послеразрядный период, что подтверждает слабое влияние возбужденных состояний атома и иона ртути на энергетический электронный баланс в процессе деионизащш. Так как спад электронной концентрации в начальный период деионизащш существенно зависит от потенциала стенки иж через показатель у, то для ускорения процесса деионизащш имеет значение ■ снижение Ц„. Для этого необходимо, чтобы электроны шли на

Рис.2.11. Концентрация (1-4) и температура (Г-4') электронов, концентрация возбужденных атомов ртути (4"-4 "' ) на уровнял 63Р2,6'Р| в плоском анодно-сеточноч

промежутке (с!=2см) после обрыва прямоугольного импульса тока 1 = 80 мкс. 1,1'-1 =75А,р„=2тор,у=2.7,а=0.5,Т/Г,=40;2,2'- 1=75А, р„= 4-гор,у=2.5,а=1.5, '1'/Г,= 30; 3,3'- ¡=600А,р0=2тор,у= 1.9,а=0.5,Г/Г=30;4,4',4",4"'-|=2000А, р0= 2тор, 7= 1.8, а=0.2,

Т/Г,=100.

Рис.2.12. Экспериментальное исследование демонпзпруюшейся ртутной плазмы при

различных обратных напряжениях: I - 3 - концентрация электронов N.. 4 температура электронов Тс,5 - разрядный ток I, 6 - ход концентрации но формуле (2.3). 7,8 -напряжение восстановления электрической прочности. Оорлпмс напряжение: 1-0В. 2.7 4001!. 3.8 70»И

положительный электрод нс преодолевая потенциального барьера, когда электронный ток насыщения равен полному ионному току на оба электрода.Эго выполняется при следующем соотношении площадей этих электродов 575 = (М/2тп) =250. В реальных приборах после прохождения импульса тока на анод и сетки подастся отрицательное напряжение. Эффективной площадью положительного электрода для промежугка анод-сетка будет площадь отверстий сетки. Развивая поверхность сетки и анода можно снизить ил. и этим ускорить процесс дснонизации.

2.4. Ртутный разряд с фиксированным катодным пятном.

Фиксация катодных пятен на границе молибден-ртуть обеспечивает их стабильное расположение на катоде, сущсствсшю уменьшает размеры и общую массу ртутных капель летящих с катода, являющихся причиной обратных зажиганий и уменьшения электрической прочности в частотном режиме. Нами [24-27] исследованы закономерности динамики линии фиксации при скоростях нарастания тока (10?^109)АУс и предельные режимы явления фиксации по скорости нарастания и амплитуде тока. Анализ изменения длины линии фиксации при различных амплитудах и формах разрядного тока по результатам работы ') позволяет сделать следующие выводы. При скоростях изменения тока менее 105 А/с и в стационарном режиме длина линии фиксации пропорциональна мгновенному значению силы тока, так что линейная плотность тока остается примерно постоянной ]0=25А/с. При больших скоростях нарастания тока линейная плотность тока сущсствсшю возрастает. Скорость удлинения линии фиксации определяется относительным превышением плотностп тока над нормальной ¡/¡0. Предложена физическая модель явления на основании экспериментальных измерений прикатодного падения напряжения и структуры линии фиксации. Линия фиксации состоит из отдельных элементарных пятен со средним током на пятно 1.2 А и видимым размером светящейся плазмы пятна 20+40мкм. Пятна непрерывно хаотически перемещаются друг относительно друга при среднем расстоянии между пятнами 0.5 мм при ]=]0. При увеличении линейной плотности тока среднее расстояние между ними пропорционально уменьшается, что приводит к более частому перекрыванию их плазменных каналов при их относительном движении. Это в свою очередь приводит к возрастанию прикатодного падения напряжения, усилению генерации катодных пятен и удлинению линии фиксации. Получена зависимость скорости удлинения лишш фиксации от

1) Хромой 10.Д. *смсковаЛ.К., Корч.и нна IO.ll.. А"1Ф. 1978.Т.48. шли л. С 163-1

относительной плотпости тока, хорошо подтверждаемая экспериментальными данными:

У = Ь{схр[а(](1)/]0-1)]-1} (2.6)

где а,Ь коэффициенты, определяемые характерными особенностями катода.

РЗЙЕ55

Рис.2.13. Фотографии катода с интервалами 6 мке при линейном нарастании -юка соответственно 2.5*108 АУс, 5*108АУс, 7.5*108А/с В частности, при сочетании а=0.12, Ь=6*10\м/с. Однако при

линейной плотности тока 1 кА/см расстояние между центрами элементарных пятен уменьшается до 12 мкм и становится меньше видимого плазменного размера пятна. Это приводит к существенному, на 20-ь30В возрастанию прикатодного падения напряжения, достаточного для образования и существования пятен на фиксаторе и жидкой ртути. Ишк, максимальное значение разрядного тока при сохранении фиксации катодных пятен ограничено предельной линейной плотностью киса на линии фиксации (1-И ,5)кА/см, предельная скорость нарастания тока без предварительной подготовки линии фиксации прсдимиульсами составляет (6^-7)* 10 А/с. На рис.2.13 показаны мгновенные фотографии линии фиксации в предельных режимах по скорости нарастания тока.

2.5. Выводы.

1. Плазма импульсного ртутного разряда при мсжэлсктродных расстояниях до нескольких сантиметров и токах (10 4-5* 10 )А создастся в основном за счет испарения ртутного катода и значительно превышает начальную концентрацию паров ртути. Концентрация плазмы пропорциональна плотности тока и составляет Ие=( 14-2)10что соответствует коэффициенту элсктроперслоса по ионной составляющей (2.54-3)* 10" г/Кл. Плазма в основном состоит из однозарядных ионов, доля двухзарядных ионов и нейтральных атомов мала.

2. Температура электронов составляет 1.54-2 эВ и слабо зависит от плотности тока вследствие пропорционального изменения с током концентрате! электронов и энергии, теряемой каждым электроном на излучение и упругие столкновения. Заселенности возбужденных атомов и ионов соответствуют расчетным значениям и при росте концентрации плазмы до 10" см-3 заселенности нижних уровней близки к равновесным. Длина ионизации нейтральных атомов ртути составляет около 1мм. Такой ионизационный слои образуется у поверхностей, соирикасасмых с плазмой (анод, сетки, экраны, зонды), от которых отходят образовавшиеся в результате нейтрализации ионов атомы. Наличие ионизационного слоя существенно снижает градиенты концентрации и диффузионный уход ионов из плазмы, способствует прохождешно тока в отверстиях сеток.

3. Распределение электронов по скоростям из-за большой частоты межэлектронных столкновений близко к максвслловскому, дрейфовая токовая скорость электронов ~ 2*10б см/с существенно ниже тепловой, что исключает возшпшовенпе убегающих электронов. Магнитное поле разрядного тока не замагничивает электроны из-за пропорционального роста концентрации с током. Сравнительно низкая электронная температура ограничивает проводимость плазмы на уровне 504-100(ом*см)что приводит к возрастанию до нескольких сот вольт падения напряжения на промежутке при больших токах.

4. Канал разряда и область катодной привязки расширяются со скоростью, близкой к иошюп скорости звука ~105 см/с. Пинчсвание канала практически отсутствует нз-за пропорционального роста концентрации с плотностью тока и быстрого пролета ионов промежутка при большой их массе. Только при сравнительно больших мсжэлсктродных расстояниях (>5 см) и больших токах 0>Ю3 А/см:) возможно возникновение и распад слабых локальных пинчей из-за неоднородного распределения катодных пятен. При скоростях нарастания тока более 4*1010 А/с возможно проявление скин-эффекта с частичным последующим сжатием канала при достаточной проводимости но весм\ ссчснию.

5. Получены подтвержденные экспериментальными исследованиями аналитические выражения для спада концентрации и температуры заряженных частиц во время деионнзации плазмы при низких и промежуточных давлениях. Получены выражения для времени перекрывания слоем пространственного заряда газоразрядного промежутка с учетом ограничения ионного тока пространственным зарядом в слое и ускоренного распада плазмы за счет уменьшения ее размера при росте слоя. Дсионнзация плазмы замедляется быстрым спадом электронной температуры, определяемым выносом энергии на стенки при преодолении потенциального барьера. На поздних стадиях дсионизацнн спад концентрации осуществляется по экспоненте, определяемой ионной температурой.

6. Предложена физическая модель динамики линии фиксации катодных пятен в разрядах с фиксированным катодным пятном. Получено аналитическое выражение для скорости удлинения липни фиксации в зависимости от токового режима. Найдены предельные режимы по амплитуде и скорости нарастания тока, при которых сохраняется фиксация катодных пятен.

7. На основании проведенных исследований сделаны практические рекомендации по конструированию коммутирующих приборов [7,19,2733]. По данным о расширении канала разряда обоснованы необходимый диаметр электродов и конструкция прибора по типу "обратный пинч". Данные по параметрам плазмы и се проводимости позволили задать проектные параметры приборов, их предельные возможности и ресурс, определить конструкции основных и вспомогательных электродов. Данные по деионнзации плазмы позволили разработать метод расчета восстановления электрической прочности приборов и меры по его ускорению.

РАЗДЕЛ 3. Особенности плазмы вакуумного разряда.

Динамика эмиссионной области.

3.1 Параметры и свойства плазмы вакуумного разряда.

Проводились экспериментальные исследования параметров плазмы импульсного вакуумного разряда при токах до десятков килоампер и мсжэлсктродных расстояшщх 1+2 см [6,9,35,47]. Измерялись концентрация и температура электронов и расширение разрядного канала методом электрических зондов, по обратным токам на анод и скоростным фотографированием. Результаты экспериментов показали пропорциональность концентрации плазмы плотности тока, но в несколько раз меньшую, чем в разряде с ртутным катодом: N =(3+5)* 10й Температура электронов 1.5+1.7 эВ и слабо изменяется при изменении тока. Эффективная скорость расширения канала несколько ниже звуковой,

записи i от скорости нарастания тока и определяется скоростью расширения эмиссионной области катода. Плазма образуется за счст эрозии катода, распространяется от катодных пятен со скоростью ~ 2*106см/с и осаждается на поверхностях анода и сеток. При увеличении разрядных токов до 8+10 кА появляются малоподвижные анодные пятна, также поставляющие плазму в промежуток. Концентрация плазмы при этом увеличивается примерно в 3 раза; температура электронов несколько снижается до 1.3+1.5 эВ. Сильная локальная эрозия анода ограничивает использование режима с анодным пятном для коммутации тока. Меньшие значения концентрации плазмы и скорости расширения канала в вакуумном разряде по сравнению с ртутным разрядом усиливает влияние собственного магнитного поля на замагничиванис электронов, пинчсванис канала разряда и возникновение нсустойчивостсй При малых мсжзлсктроциых расстояниях (1+2см), достаточных, по условиям расширения канала, диаметрах электродов, и ограниченных токах (до 5+8кА) эти явления еще не проявляются, но находятся на грани своего проявления. Так значение (о„ /v^=(0.4 ■+ 0.6)ТС3" г а 1; средняя дрейфовая токовая скорость электронов составляет 0.2+0.3 тепловой. Необходимо также учитывать, что ионы материала катода осаждаются на поверхностях электродов и сеток и ионизационный рсциклинговый слой не образуется. Вблизи этих поверхностей возникает существенное снижение концентрации плазмы. Это приводит к появлению при увеличении разрядных токов анодных нестабильностеи и сеточных каскадных зажиганий. В связи с этим сстки в коммутирующие приборы на основе вакуумного разряда не ставятся, а предельные параметры по амплитуде тока этих приборов ниже чем ртутных приборов.

3.2 Динамика эмиссионной области вакуумного разряда.

Динамика эмиссионной области практически определяет диаметр разрядного канала и плотность тока в нем, а следовательно и концентрацию плазмы, возникновение нестабильностеи и эрозшо электродов. По литературным данным в слаботочных (до сотен ампер) разрядах но внешнем магнитном иоле (МП) катодные пятна перемещаются в направлении максимума суммы внешнего и собственного МП. В слабых полях скорость такого перемещения пропорциональна индукции МП

v=K*B. (3.1)

При больших полях рост скорости замедляется и далее наступает насыщение'"). В сильноточном разряде катодные пятна образуют расширяющееся кольцо вследствие

1) Любимов ГЛ., Раховский В.И. « УФН. 1«П8. Г П5. N.4.C. 665.

2) Fang D.Y , J Phjs.D: Лрр! Pliys. 19S2.\. )5.p.K33

круговой симметрии собственного МП 3'4,5). Однако данные по коэффициенту "К" в (3.1) и значение индукции насыщения различны у различных авторов вследствие различных разрядных и технологически условий. Сопоставление данных о скорости катодных пятен в собственном и внешнем МП в одинаковых условиях также отсутствует. Отсутствие единой физической модели динамики эмиссионной зоны тормозило использование вакуумного разряда в техшиеских приложениях. Нами [36-44] проведен комплекс работ по исследованшо динамики эмиссионной зоны в единых технологических условиях как в собственном так и во внешнем МП при различных амплитудах и скоростях нарастания разрядного тока. Проводилось скоростное фотографирование эмиссионной области через сеточный анод, находящийся в Змм от катода, измерялось прикатодное падение потенциала, оценивались параметры плазмы по обратным токам на анод. На рис.3.1 приведены фотоснимки области катодных пятен как без, так и с приложашем внешнего МП. По смещению пятен между последовательными снимками определялась скорость их перемещения, по числу видимых пятен определялся средний ток на пятно. Пятна, имеющие слегка различную внутреннюю структуру, скрываемую светимостью общего плазменного микроканала, считались за одно групповое пятно. Во внешнем МП катодные пятна при разрядных гоках до 1кА выстраиваются в линию в форме подковы, обращенной выпуклостью в направлении перемещения пятен (в ретроградном направлении) и вытянутой вдоль поля. На рис.3.2 приведены зависимости скорости перемещения пятен и тока на групповое пятно от индукции МП. При токах, когда существует более двух катодных пятен для заданного значения МП скорость перемещения пятен как во внешнем поле, так и в собственном поле сильноточного разряда пропорциональна индукции поля без насыщения с коэффициентом пропорциональности "К" равном соответственно 220 м/(с Тл), 310 мУ(сТл), 400 м/(сТл) для медного, молибденового и титанового катодов. При меньших разрядных токах, когда существует всего 1*2 групповых пятна, происходит отклонение ог прямой пропорциональности и "насыщение" скорости перемещения пятен. Это сопровождается ростом шумовой компоненты падения напряження на промежутке.Детальное изучение фотоснимков показало, что изменение тока группового пятна вызывается изменением в нем числа элементарных пятен с током 20-30 А.

3) Sherman J.C.Webster R., Jenkius J.E. J. Phys.D: Appl Phys. 1975,v.8,p.696

4) Gundlach H.C.W. - V Iut.Symp. on Diseh. and F.lectr.iusue m Vaccum, Poznan, 1972, p.249

5) Арш A.M., Андронова В.И., Хромой Ю.Д.//Письма в ЖТФ. 1975. Т. 1. вып.5. С. 86.

Рис.3.1. Фотоснимки катодной области : а) прямоугольный импульс тока 1кА, титановый катод, время между кадрами -Ю мке, диаметр светящегося кольца кадра 16 -6.5 мм; б,в,г) квазиетацпонарньш разряд (1=400А) во внешнем магнитном поле на молибденовом катоде; б- ВЮ.05, в- В=0.15, г- В=0 3 Тл; сектор скорости направлен

сверху оииз.

Элементарные пятна, отстающие от группы, погибают, а передние пятна интенсивно делятся. С ростом тока группового катодного пятна примерно пропорционально растет и прикатоднос падение напряжения. Для объяснения экспериментально наблюдаемой группировки элементарных катодных пятен предложена модель, в основу которой положена

Рис.3.2. Зависимость тока па групповое пятно (а) и скорости группового пятна (б) от магнитного поля на медном катоде, 1 - разряд по внешнем магнитном поле 1-=30:-450Л, 2- прямоугольный импульс I = 1-10 кЛ, 3 - линейное нарастание тока dl/dt = 10 +10 А/с

□амапшчснпость плазмы микроразряда пятна. 11роводимость плазмы и поперечном МП группового пятна по сравнению с одиночным пятном, не объединенным в группу, вследствие большей концентрации плазмы выше из-за большего порога ее замагничешюетн. Действительно, нцоводимост ь плазмы в поперечном МП а = с" N \'С1Ь / 1п(уС1" + а)ц"), где (и„ — сВ/п1=1.8*10"В - ларморова частота электронов; N - концентрация плазмы; \'с] -эффективная частота элсткрон-ионных столкновений, Ь-кинстическнй коэффициент порядка единицы. При (о,/ус, >0.4 один канал с двойным разрядным током будет иметь меньшее сопротивление, чем два отдельных капала из-за квадратичной зависимости проводимости от магнитного поля при замагничснности плазмы. При Тс= 1.8+2 эВ в катодном факеле условие замагниченносш можно записать в виде В- 10"" N. Концентрация расширяющейся плазмы катодного факела К--/! / 4лМУфГ, где Уф=2*104 м/с- скорость разлета плазмы, М - масса нона. 1 -ток пятна, 7=4*10 кг/Кл - коэффициент элсктропсрсноеа. Плазменные каналы индивидуальных гштсн сливаются в единый разрядный канал на расстоянии порядка минимального расстояния между устойчиво существующими катодными пятнами г =200+300 мкм. Для меди на эгом расстоянии будем иметь N = 10"° I. Отсюда получаем условие начала замагничснности индивидуального канала В=10"Х что и соответствует наклону прямой на рис.3.2.а. Таким образом, с ростом магнитного поля пятнам энергетически выгодно объединятся в группы с общим плазменным каналом. Число отдельных пятен в группе, а следовательно, и ток группы определяются уровнем приложенного поля, чтобы плазма все время была на уровне замагничснности. Объяснение зависимости направленной скорости группового пятна см тока на нею и индукции N111 возможно в рамках нестационарной модели пятна как последовательности микровзрывов на нсоднородносгях (микровыступах) катода 1 ).В результате микровзрыва ионный ток на катод из эрозионный плазмы какое-то время обеспечивает разрядный ток пятна, что приводит к затуханию процессов на месте микровзрыва. Как только ионный ток вследствие распада плазмы не обеспечивает разрядный ток, внешней цепью поднимается напряжение и под действием ионного тока из плазмы на ближайшем микровыступе на границе пятна происходит новый микровзрыв. Важную роль в инициировании микровзрыва играет рециклннг- возвращение испарившегося материала микроострия в виде ионов, что приводит к экспоненциальному нарастанию процесса. Как показал проведенный нами эксперимент по определению 1101101 а возникновения катодного пятна на матом электроде, помешенном н плазму в зависимости от плотности нонною [Ока"|'' н потенциала "I ".

1)Мссяц1 Л., 1 |роск\ роикщ I Д I! I Ьтуп.снып > 1ск I р 11 чс*. к I п! | и .фя. I н илд ^ м . IЬчи^пипрсь. 11:1>'!са 19М4 250с

шгтно возникает при определенном значении произведения .¡и> 2*105 АВ/см2 (для меди), т.е. плотности мощности ионного тока, достаточной для начала испарения оконечности микроострия. При плотностях тока ]>1*102 А/см' определяющую роль в возншаювеюш катодного пятна начинает играть напряженность электрического поля на поверхности, растущая с ростом ] даже при уменьшении и т.к. Е=и"4 \ш, Епр=2*10 В/см. При наличии внешнего (для данного пятна) МП вследствие появлешш холловской ЭДС и повышенной концентрации плазмы со стороны, где внешнее поле складывается с внутренним полем тока пятна, увеличивается вероятность образования нового пятна имешю там. При достижении этой вероятности единицы происходит насыщение роста скорости перемещения пятна от МП. При объединении пятен в группу делится только пятна, находящиеся с ретроградной стороны группового пятна , а с противоположной стороны пятна отмирают. Интенсивность деления, а следовательно, и скорость перемещения всего группового пятна пропорциональны количеству элементарных пятен в групповом пятне, т.е. его току. Ограничением такого роста скорости псрсмсщсшм пятен с МП при достаточном для существования групповых пятен разрядном токе является скорость расширения плазменного канала 105 см/с, что наблюдается на жидком ртутном катоде и твердых катодах, покрытых диэлектрическими включениями и пленкам!.

V, кВ

Рис.З.З. Порог образования катодного пятна на малом молибденовом электроде с потенциалом и, помещенном в плазму.

3.3 Сильноточный вакуумный разряд во внешнем магнитном поле. Приложение к конструкциям вакуумных коммутирующих приборов. Расширение канала сильноточного вакуумного разряда согласно (3.1) пропорционально магнитному полю, создаваемому в месте расположения катодного пятна от всех остальных пятен. При равномерном расположении пятен на кольце:

N-1 ('0 ¡а Й> КО

В(0 = Е - = --(3.2)

а-1 2я гаМ 4д11(0 где Я(1)-радпус расширяющегося кольца; 1(1) - разрядный ток, ¡„ - ток пята, гоМ -расстояние между пятнами. Подставляя (3.2) в (3.1) можно получить зависимость радиуса кольца катодных пягсн от времени:

Л(0=((кМо/2тг)д)!'2,

где Р(1)=11(И - прошедшее за время I количество электртества. В частности для молибдена 11=0,8(51/2 (см). При амплитуде тока 5кА и длительности ЮОмкс 11=0,4см, ]-104А/см2. Таким образом в мнкросекундной области сильноточные разряды имеют малую площадь сечения, большую плотность тока и, следовательно, сильную удельную эрозию. Одним из способов снижения удельной эрозии является перемещение всей эмиссионной области по катоду приложением внешнего магнитного шля. Исследования проводились в конструкциях, близких к реальным коммутирующим приборам при межэлектродном расстоянии 10мм, катодом из нержавеющей стали с центральной молибденовой вставкой при разрядных токах 1*10кА [45;50]. Магнитное поле создавалось плоской или конической катушкой, расположенной под или вокруг катода и имело осевую и радиальную составляющие. Эксперимент показал, что при токах до 500А эмиссионная зона движется в ретроградном направлении со скоростью, определяемой (3.1). При больших токах, на большем радиусе, соответствующем максимуму осевой составляющей магнитного поля появляется траектория с движенцем в направлении силы Ампера, которая при токах 1 кА и более остается одна. Скорость перемещения эмиссионной зоны по Ампсровой траектории больше (100+300ы/с), пропорциональна разрядному току и составляющей . магнитного поля Вг в степени 1/2, у~1*с1*Вг'Это соответствует значению силы Ампера Р=1ВГ(1. Меньшая зависимость от магнитного поля обьясняется стремлением пятен к ретроградному движению, пропорциональному Вг Таким образом, при достаточных межэлектродных расстояниях (с1>1см) и больших токах (1>1кА), смещение плазменного канала под действием Ампсровой силы достаточно для образования под этой плазмой новых катодных пятен, хотя некоторое ретроградное делите старых отмирающих пятен позади фронта общего перемещения остается Отметим, что в сильноточных разрядах без внешнего магнитного ноля при шлоамперных разрядных токах сохраняется ретроградное деление катодных пятен в собственном магнитном поле расширяющее разрядный канал, можно объяснить противодавлением плазменного канала препятствующем магнитному сжатию. В миллисекундных разрядах канал разряда расширяется до нескольких см и может перейти на наружные кромки катода, что

необходимо учитывать при выборе его диаметра. Полученные закономерности динамики эмиссионной зоны вакуумного разряда и порога образования анодного пятна позволили разработать шнрокоапертурные и экономичные импульсные источники металлической плазмы [52,53].

РАЗДЕЛ 4. Плазма импульсного разряда с эрозирующими электродами в атмосфере инертного газа.

Сильноточный импульсный разряд в атмосфере инертного газа используется в коммутирующих и защитных газовых разрядниках. Основным! требованиями к таким разрядникам являются малое время запаздывания пробоя и снижение эрозии электродов, определяемой параметрами плазмы в разрядном канале и его динамикой. Этим двум параметрам и были лосвяшсны наши исследования [54 -71].

4.1. Исследования параметров плазмы и динамики разрядного канала

[54,24].

Измерялось распределение концентрации электронов по радиусу в различные моменты импульса тока методом голографическои интерферометрии, проводилось скоростное фотографирование канала разряда и эмиссионной зоны на катоде, снимались вольгамперные характеристики, проводились калориметрические измерения выделяемой энергии на электродах, исследовалась электродная привязка разряда методом автографов, измерялась эрозия электродов методом взвешивания, снимался спектр плазмы разряда. Измерения проводились при давлениях р=103н-105 Па, межэлектродных расстояниях h-2 + 14 мм, разрядных токах амплитудой 1=1+100кА и длительностью t=20MKC -нЗОмс. В качестве примера на рис.4.1. приведена ВФУ-грамма разряда в аргоне, наглядно показывающая феноменологию разрядного канала. После инициирования разряда видно возникновение светящейся полусферы над катодом, являющейся плазмой продуктов эрозии катода, которая увеличиваясь в размерах движется к аноду со скоростью ~ 2* 105 см/с. Развитие полусферы происходит па фоне слабого свечения, которое на первом же кадре перекрывает промежуток и является плазмой наполняющего газа, обеспечивающей прохождение тока до замыкания промежутка расширяющейся полусферой. Напротив катодной полусферы на аноде возникает также область повышенного свечения, являющаяся продуктом эрозии анода, которая при повышенных давлениях р>104 Па переходит в полусферу, двигающуюся к катоду. Таким образом промежуток перекрывается продуктами эрозии за несколько микросекунд и в дальнейшем параметры плазменного капала определяются скоростью эрозии и скоростью расширения капа га. На основании экспериментальных данных при скоросш нараскшпя чока dl/dt--' К)'' Л с

Рис.4.1. Покадровая сьсмка канала разряда р=10 тор ,с1- Ю.мм на фронте импульса ( ВФУ-1, ("-2мкс )н эмиссионной области на \V-Cu католс на вершине прямоугольного импульса !=3,6кА(Д1 =30 мкс. ЛВ-04 ). V ~ ((ИУ1)0'5 р"°1

получено аналитическое выражение для скорости расширения канала разряда:

V == к, (с31 / <31 )05 р°1 (4.1.)

где к, - коэффициент, определяемый в основном материалом катода ( для \V-Cu к, =5 6 (см'с)(А/с)0,5 Па01 ). Мсжэлсктроднос расстояние в изменяемых пределах и род газа практически не влияют на расширение канала разряда. Зависимость от скорости нарастания тока такая же, как и для скорости расширения вакуумного разряда, что указывает на определяющую роль расширешш эмиссионной области на катоде, а роль газа сводится к ограничению разлета ионов из катодных факелов. При этом возрастает вероятность образования спонтанных пятен на границе расширяющего кольца, что существенно увсличшзаст скорость расширения по сравнению с чисто вакуумным разрядом, приближая се к скорости расширения разряда на пленочном и ртутном катодах. При с!1/си>109 А/с, когда скорость расширения канала согласно (4.1) достигает звуковой, дальнейший рост скорости ограничивается аналогично ртутному разряду. Эти данные также подтверждаются интсрфсромстричсскими измерениями радиального распределения концентрации плазмы (рис.4.2). Анализ этих зависимостей при различных давлениях и амплитудах тока показал, что концентрация плазмы при р>10 Па пропорциональна квадратному корню от произведения мгновенной плотности тока на начальное давление газа:

(4.2)

где к: - коэффициент, определяемый в основном материалом электродов. Для объяснения полученного соотношения предложена модель образования плазмы преимущественно за счет эрозии электродов и последующем разлете плазмы в окружающий газ со средней скоростью V.

Тогда концентрацию плазмы можно выразить через коэффициент ионного переноса

М = зи/М;у (4.3)

где М| - средняя масса нона, ] - плотность тока. Эта модель справсдшта и для

Рис.4.2. Зависимости концентрации электронов от радиуса ,(1=1 Омм,

а) I = 20 мке ,1 = 75 кА ;1 -р - 200 тор ,2 - р = 380 тор ,3 - р = 760 тор , 4- р=1140тор.

б)р = 380гор; 5-1 т 7мкс , I = 28 кА, 6-1 = 15 мке ,1 = 58 кА ,7 -I - 20 мхе , 1 = 75 кА

вакуумного и ртутного разряда при V м 2 106 см/с. В газовом разряде при расширсшш плазмы в среду с противодавлением р скорость расширения снижается ').

У~(рЭф/р)"2 (4.4)

где рЭф - эффективное начальное давление эрозионной плазмы, р3ф~ Из (4.4) и (4.3) и получается экспериментальное соотношение (4.2). Коэффициент к2 в (4.2) пропорционален коэффициенту электропереноса, определяемому эрозией электродов.

4.2. Исследования перемещения канала разряда, эрозии электродов и се влияния на ресурс коммутирующих приборов [55 - 59,32]. В разрядах при высоких давлениях весьма эффективным для снижения эрозии электродов является перемещение канала разряда за время импульса тока. Кроме того, перемещение разряда позволяет увести разряд от ыеета инициирования, где обеспечиваются заданные пробойные характеристики. Наиболее прост и эффективен электродинамический способ перемещения магнитным полем самого разрядного тока при соответствующей конфигурации его подводов. Однако, при малых межэлектродных расстояниях перемещение канала затрудняется электродной

1) Стаккжошгч К.П. Неустановившиеся двяЛсешш сплошной среды. М., Наука, 1971, 854 с.

привязкой разряда, в связи с чем наш: были поставлены специальные исследования. Исследовалось перемещение канала разряда в рсльсотрошгой конструкции при межэлсктродных расстояшгях 2 + 8 мм, давлениях наполняющего газа 102 + 5*104 Па и токах до десятков килоакшер. Использовались электроды из меди, молибдена и их композиций, в качестве наполняющего газа применялись азот, аргон, неон. Перемещение канала регистрировалось оптическим методом при помощи регистратора спектра MPC - 1 со сканированием вдоль электродов до 16 разверток за один импульс с периодом от 1 до 300 мкс.

Рис.4.3.Зависимость скорости перемещения канала разряда от давления газа, а = 8 мм, Си; 1 -1= 10 кА, 2 -1 = 5кА, 3 -1 = 2,5 кА, о -Ые , х-азот, Д - Аг.

Результаты измерений позволили сделать следующие выводы:

1. Скорость перемещения канала обратно пропорциональна корню из давления газа, род газа слабо влияет на скорость перемещения: более тяжелый газ сильнее снижает скорость.

2. Скорость перемещения примерно пропорциональна значению тока при токах более 1 кА. При токе менее 1 кА наблюдаются нестабильности перемещения канала и его остановки.

3. С увеличением межэлектродного 2 до 8 мм скорость перемещения канала сначала возрастает, затем ее рост прекращается, при й < 2 мм перемещение канала нестабильно.

4. Скорость перемещения канала по молибденовым электродам примерно в два раза выше, чем по медным, композиционные электроды занимают промежуточное положение.

Эти результаты показывают, что при токах до 1 кА и межэлектродных расстояниях до 2 мм общая электродинамическая сила на плазменный канал Б ~ (1*12 мала и приэлектродная привязка канала, стремлише к ретроградному движению катодных пятен не позволяют устойчиво двигаться каналу в амлсровом направлении. При больших •

4

10' 2 4 8 10' 2 4 8 10' Z 4 8 Р.Па

токах и мсжэлсктродпых расстояниях ампером сила на канал превалирует, но в отличие от вакуумного разряда канал смещается в амперовом направлении не инерцнально, а при тормозящей силе со стороны среды F - v" ti/ к ~ v'Pd. Это и приводит к зависимости для скорости перемещения:

v - 1*Р~0-5 (4.5).

Материал электродов входит в коэффициент пропорциональности этого соотношения определяя общую массу эрозионной среды в канале. Полученные закономерности позволили сконструировать ряд защитных разрядников с эффективным перемещением канала разряда [5658], обладающих высоким ресурсом. Для определения направлении совершенствования приборов, расширения областей их применения была разработана физическая модель ресурса разрядников и его зависимости от режима работы [32,59]. В качестве основных физических процессов, определяющих ресчрс, положено влияние эрозии электродов и их нагрева на основе зависимое m этих факторов от режима работы. Были проведены спстсматичсскис измерения эрозии электродов для различных материалов, которые показали, что наиболее стойкой к эрозии является комбинация тугоплавкого и легкоплавкого материалов. Легкоплавкая составляющая обеспечивает промежуток необходимой плазмой для существования катодного пятна, но в то же время не эрозируст в капельной форме, так как удерживается капиллярными силами в норах более тугоплавкой фазы. Для электродов из VV-Cu х^Ю"4 г/Кл при длительностях одиночных импульсов до 30 не и токах до десятков кшюампер. Близкие значения имеют электроды WCuLaB6 и MoCuCaLaB0. Добавки LaB6 и Са, имеющие малые работы выхода, с табилизируют коэффициент элсктронрсноса при больших длительностях импульса. В то же время, однородные электроды и электроды без тугоплавкой добавки (FeCuSb) имеют существенный рост коэффициента переноса при меньших значениях амплитуд и длительностей тока. На основе анализа зависимости эрозии и нагрева электродов от режима работы получена аналитическая зависимость для ресурса в допустимом числе импульсов Np

(N,,) ' - k, Q схр (к, u I +- к, Q (1 ^ Г/ к4)) (4.6)

Здесь Q - количество прошедшего электричества за импульс, а, I -коэффицис/п формы импульса тока и сю амплитуда, Г - частота следования импульсов. Коэффициенты к! ■ характеризуют данную конструкцию прибора и могут быть определены из испытаний на ресурс не менее чем в 4-х режимах. Коэффициент к, характеризует ресурс и слаботочных режимах с малой частотой, когда нагрев несущественен, а эрозия пропорциональна общему количеству прошедшего электричества, козффшшепгы к-„ к; характеризуют нелинейное возрастание эрозии н

нагрев при увеличении амплитуды и длительности разрядного тока, а коэффициент к4 определяется общим нагревом электродов при работе на частоте. Коэффициенты к[ - к4 определены для ряда конкретных приборов и внесены в их ТУ.

4.3. Исследование импульсного пробоя в газах и разработка методов снижения запаздывания пробоя.

Область давлении наполняющего газа широкого класса защитных разрядшжов близка к минимуму кривой Пашсна. Характер развития разряда в данной области давлений существенно меняется в зависимости от Еслнчшш перенапряжения. В то же время вклад отдельных процессов, развивающихся под влиянием нарастающего напряжения во время запаздывания пробоя, изучен недостаточно, Известные методы снижения времени запаздывания пробоя недостаточно эффективны в этой области давлений и динамическое напряжение пробоя при больших скоростях его нарастания намного (до 10 раз) превышает статическое. Нами произведен анализ процессов, определяющих запаздывание пробоя при импульсном приложении напряжения различной формы и разработаны эффективные методы снижения времени запаздывания пробоя [60-71]. При рассмотрении статистического времеш! запаздывания пробоя было учтено время жизш! первичных электронов в промежутке тс1, которое при большой частоте поступления электронов Г может бьггь сравнимо с иш'ервалом времени между их появлением. Тогда вероятность иметь к электронов, способных привести к пробою за время I отсчитываемое от момента приложения напряжения, при вероятности пробоя от одного электрона № будет описываться законом Пуассона со сдвигом во времени на Гд:

Г \У(1+ "Сд)*

р(1,к) =- схр( ^ + т,)) (4.7)

к!

Отсюда получены вероятность появлсшгя хотя бы одного электрона, т.е. вероятность пробоя за время 1:

£р(1,к)=1-ехр(-Г\У(1+т4)) (4.8)

и среднее статистическое время запаздывания пробоя:

^(^"'ехрСТШт,,) (4.9)

при Г У/ Та« 1 (4.9Ч переходит в известный закон Лауэ с конечным временем запаздывания. С ротом Г XV статистическое время запаздывания пробоя экспоненциально уменьшается, кроме того, согласно (4.7) возрастает вероятность мпогоэлектрониого пробоя, что в свою очередь, существенно уменьшает время формирования разряда. Таким образом, появляется пригадипиальная возможность уменьшения времени

запаздывания пробоя до необходимой величшщ. Если источник первичных электронов не постоянен и время опережения его включения до подъема напряжешм до пробошгого значения t 0П1.р < id ,то вместо xd в (4.9) подставляется t01Icp. Это относится и к появлению электронов за счет автоэмиссии при полях ниже пробивных на фронте подъема напряжения. Время формирования разряда при нарастающем напряжении состоит' из последовательных стадий: генерации лапин, стримсрной стадии, стадии непрерывного ускорения электронов. При многоэлектронном инициировании процесс образования сквозной проводимости ускоряется за счет перекрытия лавин. Одновременно с ростом напряжения и ростом объемного заряда в промежутке возрастает напряжённость поля у катода, при достижении которой значения ~10 В/см происходит формирование катодных пятен и переход в искровую стадшо. Учитывая изменение механизмов пробоя с ростом псрснапряжсши и нх анализ предложено аналитическое выражение для времени формирования пробоя, а при авгонопизационном механизме образование первичных электронов н для полного времени запаздывания пробоя, дающее его экспоненциальный спад при больших перенапряжениях:

т3 = С схр ( - k(Ud / Us - 1)) (4.10)

где С, к - постоянные, Ud, U5 - динамическое и статическое напряжение пробоя. Проведенный эксперимент (рис.4.4) подтвердил хорошую выполнимость зависимости (4.10) при различных методах инищшрования пробоя. На основе полученной аналитической зависимости для запаздывания пробоя на прямоугольных импульсах напряжения и подхода, что пробой определяется накоплением некоторых факторов до постоянной величины, разработана методика, позволяющая переходить от измеренных значений времени запаздывания на линейно нарастающем напряжении t, к значениям времени запаздывания на прямоугольных импульсах т3 и наоборот. Численное решение задачи пересчета t3 в т3 получается путем дифференцирования экспериментальной зависимости Ud=f( dU/dt ) в соответствии с выражением:

т3 = dUd / d ( dU /dt) , где Ud - напряжение пробоя на фронте импульса. Аналитическое решение задачи пересчета t3 <=> тэ. дают следующие соотношения:

cus ud-us

Tj=-----, t3 =------(4.11)

к dU /dt (С + t,) dU /dt

Достоверность методики показана экспериментальными измерениями при скоростях нарастания напряжения до 10 В/с. Для проведения измерений была разработана специальная аппаратура, формирующая импульс],! напряжением до ЮкВза 1нс с использованием в качестве коммутаторов газовых разрядников и ртутных геркопои.

Цд иог

'V

Т

Цд

и

2

0.01 0.1 1 10 1/т,л

Рис.4.4. Зависимость времени запаздывания пробоя от перенапряжения при прямоугольной форме импульса: 1 - без дополшгтель-ны.\ инициирующих устройств, с=40мкс, к=0,9; 2-приналцчии инициирующих металлических пленочных дорожек, с=1,0мкс, к=0,8.

Точки - эксперимент, Аг, р=10тор, <3=1 мы.

0.5 1 1.5 Х^з.мкс

Рис.4.5. Зависимость времени запаздывания пробоя разрялника с инициирующей дорожкой Р-63 для различных форм нарастания напряжения: 1 - косоугольная форма, 2 - прямоугольная форма,3-пересчет кривой 1 на прямоугольные импульсы.

С целью разработки эффективных методов снижения запаздывания пробоя исследованы закономерности инициирования пробоя облучением промежутка и эмиссии электронов из полупроводниковых эмиттеров. Установлено, что при концентрации атомов 10 * 1019 см"3 эффективное инициирование пробоя осуществляется фотонами, распространяющимися от источника излучения в мсжэлсктродный зазор за счет процесса радиационного переноса излучения в спектральных линиях. Эксперименты показали, что наличие экрана, перекрывающего прямой ход излучения, не влияет на снижение запаздывания пробоя за счет огибания экрана при персизлучснии. По изменению запаздывания определена скорость распространения волны излучения ~ 105 м/с при концентрации атомов аргона ~1018см"3. Проведенные расчеты переноса излучения дают близкий результат. Так среднее время, необходимое фотону, соответствующему центру резонансной линии аргона X ~10 5 см, для смещения его на расстояние ~ 10см, равно 0,7мкс. Предложен способ коммутации защитных газоразрядных устройств, согласно которому узел инициирования экранируется от разрядного промежутка, что позволяет значительно увеличить ресурс и стабильность вольт-секундных характеристик разрабатываемых приборов. На основании проведенных исследований экспериментально доказана возможность миогоэлсктрониого инициирования пробоя эмиттерами горячих

электронов на базе карбида кремния в режиме питания эмиттера от внешнего исто'шгка постоянного напряжения и в режиме наведенного потенциала, когда эмиттер расположен на одном нз электродов и разогрев элсктротдюго газа осуществляется током зарядки емкостей межэлектродного зазора и эмиттера. Процесс инициирования пробоя исследовался при эмиттерах на основе вплавных и диффузионных р-н переходов, включенных в запирающем направлении, и эмиссионных структур типа металл-полупроводник. Последние представляли собой контакт карбид кремния п-типа - никель, полученный методом лазерной сварки. В эмиттерах реализованы токи ~ Ю'10А, позволяющие существенно снизить запаздывание пробоя при скоростях нарастания напряжения до 10'~В/с по сравнению с применением радиоактивных изотопов и проводящих пленок. При работе эмиттера в режиме нг-зедешюго потенциала величина эмиссионного тока увеличивается с увеличением скорости нарастания напряжения на межэлсктродном зазоре, что приводит к аномальному снижению динамического напряжения пробоя. На базе исследований разработаны конструкщш быстродействующих ограничителей напряжения, обладающие приоритетом и более широкими функциональными возможностями по сравнсншо с существующими ранее.

РАЗДЕЛ 5. Исследование сильноточного разряда низкого давления в магнитных полях сложной геометрии.

5.1. Введение

Снлшоточиьш разряд низ кого давления (СРНД) широко используется в приборах электронной техники, в частности, в качестве активной среды ионных лазеров, излучающих в ультрафиолетовой облг тги спектра, в источниках многозарядных ионов и ионных источшжах для обработки поверхностей металлов, керамики и др. материалов. Однако, во многих отношениях возможности традиционного СРНД ограничены в связи с большими потерями частиц и энергии на стеш<с и возбуждением неустойчивостей прп больших плотностях разрядного тока [72]]. В этой связи представляет интерес исследования влияния на газоразрядную плазму различного рода внешних воздействий и, в частности, неоднородного магнитного доля (НМП), расширяющих возможности традиционного СРНД в плане формирования плазменных образовании с повышенными параметрами. В работах ') -4) при давлешмх ~103 тор и токах до едшшц ампер в неоднородных МП наблюдалась контракция разрядного капала и увслряеннс плотности плазмы на осп трубки. Нами были проведены детальные теоретические и экспериментальные исследования плазмы в НМП при давлешмх до 1тор н токах по сотсн ампер при существенно более высоких параметрах

плазмы [73-79]. Найдены оптимальные конфигурации МП применительно к ионным лазерам и ионным источникам.

5.2. Экспериментальные исследования влияния на газоразрядную плазму НМП, локализованного на катодном краю протяженного соленоида.

Исследования проводились в кварцевых и керамических разрядных трубках диаметром 8, 16, 24мм. Магнитное поле создавалось протяженным соленоидом, не доходящим до катода и состоящим из отдельных секций с щелями для диагностических целей. Использовались следующие способы формирования МП со стороны катода:

1). Край соленоида без экрана и с ферромагнитным экраном.

2). Край соленоида с ферромагнитным экраном и противокатушкой со стороны катода.

Применялись зондовые измерешм параметров плазмы подвижным цилиндр1гчссюш н стеночным плоским зондами, фотографировашш канала разряда и измерение интенсивности спектральных линий ионов одно, двух и трехкратной степени ионизации, как вдоль, так и поперек разрядной трубки. Результаты исследований показали, что уже простой вынос катода за кран соленоида приводит к контрагировашно канала разряда на краю соленоида и сохранешпо контрагированного состояшш на длине примерно пропорциональной коршо из индукции МП. Степень сжатия канала, кроме того увеличивается с увеличением градиента нарастания МП на краю соленоида применением ферромагнитных экранов со стороны катода и уменьшением их внутренних диаметров. Контрагпрование канала сопровождается ростом концентрации и температуры элекгронов в приоссвой области (рис.5.2.), уменьшением ионного тока на стенку и существенным возрастанием интенсивности ионных линий (рпс.5.3). При магнитных полях более 2000 Гс в разряде наблюдались колебания, выражающиеся н кол^батмх иошюго тока на стенку разрядной трубки. IIa расстояниях свыше 10 см в этих условиях наблюдалось смешение разрядного к~,яала на 1 * 2 мм в виде винтовой закрутки. Анализ показал на возможность развития токовоконвективной неустойчивости, порог возникновения которой можно увеличить применением нарастающего МП в соленоиде в стороны катода. В отличие от слаботочных разрядов низкого давления, где электроны могут двигаться без столкновений вдоль магнитных силовых лишш в

1) Фабрикант В., Рохлин Г. //ДЛИ СССР. 1938. Т.ХХ. N 6. С. 437-440.

2) Репхова O.I I., Спнвак Г.В. -Ученые записки МГУ, 1945, С. 33-48.

3) Рейхруделъ Э.М. //ЖТФ. 1951. Т. XXI. вып. 7. С. 733-745.

4) ГолантВ.Е., Орлов Н.И., Пахомов Л.П. '/ЖТФ. 1961. Т.XXXI. Вып. 7. С. 797-801.

I . см

401.1...... ш ннп

(пики пинии

3 4 5 6 7 8

Рис. 5.1. Фотография канала разряда с формированием его краем соленоида и зависимость протяженности контрагированого состояния от МП. Аг, р=0.1тор, 1р-22А.

(1*10?

1!-0

Та,оВ

6 4

2

И = 0

Л = 5мм

__. Р! = 8 мм

1.2 2.4 3.6 4.8 В.кГс

1.2 2.4 3.6 4.8 В, кГс

Рис. 5.2. Концентрация и температура электронов на различных расстояниях от оси и максимуме сжатия канала. Аг, р=0.1 тор, 1р=70А.

результате чего и возникает конграгированис, в нашем случае плотной плазмы (Ис = 101 см"3) за счет малой длины пробега для электрон-ионных столкновений плазма является столкновитслыюй. Контрагироватшс разряда возникает за счет взаимодействия холловского (кругового) тока, воз1П1каюцдего в радиальной компоненте МП, с его продольной составляющей. Повышение параметров контрагированной плазмы возникает в основном за счет увеличения плотности разрядного тока. Холловский ток на участке крутого нарастания МП даже при применении экранов хотя локально и нагревает плазму, но существенного влияния этот нагрев на контрагированный канал в области однородного МП не оказывает. Новый эффект возникает при помещении с катодной стороны соленоида короткой катушки с противоположным направлением МП. В этом случае между катушкой и соленоидом возникает плоский яркосвстяшийся диск, также контрагированный в сторону анода в узкий канал, но с существенно более высокими параметрами плазмы. Кроме того, как видно из фотографии канала при сильном затемнении фильтрами (рис.5.4.), в контрашрованпом канале имеется ярко светящееся нсрасширяющссся ядро, постепенно затухающее в сторону анода. Длина этой области и параметры плазмы в ней расту! с увеличением нндушпн формирующих протшюиолей. Здесь с ростом \111 и разрядного тока

«I .кЭ

Рис.5.3. Продольное (от края соленоида) распределение ионного тока на стенку и интенсивности ионной линии Аг (/.-48.8.Онм). р—0.1тор, 1р=55А.

эффективно возбуждаются двух и трехзарядные ионы аргона (рис.5.5.), что практически недостижимо в трубке с однородным МП (или без поля).Как показывает теоретическое рассмотрение переходной области в случае простого нарастания ноля на краю соленоида ионы, образующиеся здесь преимущественно холловским током плазмы, свободно уходят в

Рис.5.4. Фотографщ! канала разряда Рис.5.5. Относительная ¡штенснвность линий: при сильном затемнении фильтрами. 1-Аг114880А, 2-АгШ 3511 А, З-АгГУ 2913А. Формирование встречными полями. р=0.1 тор, В=2кГс. р=0.1тор, 1р=35А, 13=0,2,4,8 кГс.

катодную область в ишыюи индуцированном продольном поле. В случае формирования плазмы противополяш! кроме усиления холловского тока за счет увеличения радиальной компоненты МП ноны плазмы запираются в переходной области пробочной конфигурации и их уход возможен только вдоль оси, где радиальная составляющая МП равна нулю. С учетом того, что с анодной стороны переходной области плазма сжимается к оси радиальной силой взаимодействия холловского тока с аксиальным МП и возникает контрагированный канал, распространяющийся в анодную сторону, в котором кроме нагрева разрядным током существенное значение имеет диффузионное распространение горячен плазмы из переходной области.

5.3. Математическое моделирование контракции канала разряда в неоднородном МП

Схематическое изображение направлений дрейфов и сил, действующих па электронную компоненту плазмы в неоднородном МП рассматриваемых конфшурацш! представлено на рис. 5.6. Разрядный ток, определяемый составляющей скорости является заданной величиной. Внешнее поле имеет компоненты Вг и В2, собственным МП разрядного тока пренебрегаем. В этих предположениях преобразованием уравнения движения электронов в тангенциальном направлении (вращение вокруг оси) в движущейся со скоростью системе координат получено уравнение, являющееся аналогом известной теоремы Буша, но включающее столшовитсльный член:

где Ф -электроном, ve■

<1 ( гУ „) / <к = (с / 2л т )<1Ф /,<И - V, уе г

(5.1)

л г' В, ■ магнитный поток, связашшй с движущимся

частота столкновении.

а) Вт

(Рис. 5.6. Направление дрейфов и сил, действующих па электронную компоненту плазмы на краю соленоида без (а) и с протнвокатущкой б).

Для стационарного разряда, заменяя <И=йг/Уг и интегрируя с началысыми условиями на катоде г=0,\/ф!=0,Ф.=0, получено: еВ2г

V, =--(1/г) | г (Уч/ V,) V, Лг (5.2)

2т

Так к?к ионы не замапшчены и могут быстро уходить из области неоднородности в сильном индуцировашюм поле Е„ их тангенциальными скоростями пренебрегалось. Для радиальных уравнений движензи в движущейся системе координат при суммировании их для электронов и ионов получим:

а Уег М кТ/т + У„

--= V« 1 (1 + —р2)"' (-

Лъ ш г

сВг

V,) (5.3)

где ß = Vi7/ Vcz ~ Vir/ Vlr. Система уравнении (5.2), (5.3) при заданной зависимости Вг(/.) позволяет определить Vv(z) и Vr(z), ;i также радиус канала согласно соотношению:

r(z) = r0 + ](Vr/Vy)dz (5.4)

Некоторые численные решения системы при задании нарастания поля в виде B-,=B0/2(l-cos(7rz/l$, приведены на рнс.5.7. Как показывают расисты определяющими параметрами для значения rmil/r0 является число столкновении электронов на длине неоднородности I. в дрейфовом движении по z (Lv/V^) и отношение циклотронного радиуса Гцс к г„.С погрешностью до 10% эти зависимости определяются выражением rimn v'e0 , r0cB0

------, !)'-•(-------+ i)-'- (5.5)

r0 v?l) V kT0m

С такой же погрешностью выражение (5.5) определяет и экспериментально измеренные значения сжатия канала разряда па краю соленоида. При формировании неоднородного МП иротипокатушкоп

Рис.5.7. Изменение эффективною радиуса капали на краю соленоида 1.=4г0;. \'0, - 0.1 \' кТ/ш ;. (V к Г/т) - ;г„ ; 1 - (гис В,,)/ V кТт = г„/гНс = 30; 2 - 60; 3 1 20.

экспериментальную конфигурацию канала разряда, однако простого эмпирического выражения для радиуса сжатия тина (5.5) получить не удалось. Следующим этапом моделирования было рассмотрение влияния синусоидального модулирования МП на контрагированньш канат разряда с целыо его максимального удержания в контрагиропанном состоянии. Расчеты показали, что при достаточно малом числе с юлкновеннй на периоде модуляции I., общий эффект синусоидально!! модуляции выражается в дополнительном удержании контра!пропашки о состояния разряда. Однако, полное удержание не достигаекн ;ажс при 1(1(1". модуляции вслсдсише о! раничешш холлонскоп скорости V. шлчашем

тепловой скорости. Полное удержание канала в рассматриваемой модели возможно при знакопеременной модуляции специальной формы, заключающейся в крутом спаде МП и более медленном сто нарастании, что трудно осуществить на практике при малом периоде модуляции.

5.4. Практические приложения сильноточного разряда низкого давления с неоднородных МП.

Полученное повышение параметров плазмы и возбуждение многозарядных ионов в конграгировапном канале в НМП дает возможность осуществления стационарной генерации на новых линиях двух и трехзарядных нонах инертных газов, увеличения мощности и КПД генеращш на известных линиях, снижения порога генерации по разрядному току [73,74,79]. Наиболее перспективным является создание м.логаборнтных ионных лазероз с воздушным охлаждением с использованием одного каскада контрагирования и многокаскадных мощных ультрафиолетовых лазеров. В нервом случае решались задачи наиболее эффективного контрагирования капала разряда при разрядных токах до 10А и возможно долыдего удержания коитрагнрованного состояния. Это достигалось применением внутренних ферромагнитных диафрагм для уменьшения длшгы неоднородных областей и тем самым увеличения градиента МП. В однородной части МП такие диафрагмы обеспечивают его частичную модуляцию. Одновременно данные диафрагмы, переходя снаружи в диски, эффективно отводили тепло от разрядной трубки. В диафрагмах делались отверстия для перепуска 1 лза вследствие его откачки ионным потоком к катоду пз области неоднородности и токовой откачки газа к аноду в контрагированной однородной области. С целью уменьшения выделения энергии, что упрощает охлаждение и повышает КПД, рассмотрена возможность использования кольцевых постоянных магнитов для создания магнитной системы необходимой конфигурации.

В многокаскадном варианте иеслсдовано влияние соссдши каскадов друг на друга и разработаны меры, снижающие это влияние. Так при знакопеременной периодической форме МП наблюдалось подавление интенсивности ионных линии в каждом нечетном периоде модуляции. Степень подавления увеличивается с уменьшением дшшы предыдущего полупернода, когда к месту рсвсреа сохраняется контрагнрованнос состояние канала, который шунтирует разрядный ток трубки и нарушает картину формирования нового контрагированиого состояния. Увеличение же периода модуляции для устранения этого эффекта приводит к увеличению габаритов без роста мощности генеращш. Оптимальная геометрия магнитного поля состоит в наибольшей развязке отдельных

каскадов кошрагирования предварительным снятием МП перед каждым каскадом.

Другим практическим применением такого типа разряда является разработка мощного источника ионов твердых материалов, в том числе и диэлектриков [78]. Для этого использован выброс плазмы на стснку в месте смены полярности МП, где достигается максимальный холловскнй ток в плазме, эрозия и поступление в плазму материала, помещенного на стснку. В дальнейшем эрозионный материал в виде плотной высокоэнсргстичнои плазмы поступает в сторону анода в виде конграгировапиого пучка. Для эффективного поступления материала стенки в разряд необходимо удлинение противокатушки со стороны катода до достижения затухания холлозской скорости Уф. Тогда на участке сброса МП возникнет значительной величины V, противоположного направления, которая при взаимодействии с еще оставшейся 13и прижимает разряд к стенке. В то же время, длина переходной области смены полярности МП должна оставаться мала. Необходимо отмстить, что применение результатов исследований разряда в НМГ1 не ограничивается рассмотренными случаями. В частности возможно их применение при разработке коммутирующих приборов с полным управлением, плазменных ЛБВ и источников излучения.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

Выводы и основные результаты работы.

1.Разработан комплекс методик исследований енльноионизованной низкотемпературной плазмы с плотностью тока 10"+104 А/см2. Разработана теория ионного на зонд при промежуточных давлениях е учетом ионизации в возмущенной области, модифицирована экспериментальная методика снятия двухзоидовых характеристик применением синусоидального питания зондов. Для ртутной плазмы произведён расчет коэффициентов фотоионизации и радиационной рекомбинации и интенсивности сплошного спектра, расчёт поглощения излучения на линиях ртути с учётом сверхтонкой структуры, расчет заселённости возбужденных состояний атома и иона ртути в широком диапазоне плазмы, произведён расчёт и предложены аналитические выражения для эффективной вероятности радиационных переходов в случае контуров Фойхтг с учётом диффузии резонансного излучения. Разработан интсрферомстричсский метод определения концентрации плазмы с высоким пространственным разрешением по голографичсской схеме без восстановления голограммы. Разработан экспериментальный метод локальной спектральной диагностики с помощью подвижных тонких трубок. Существенно дополнены методики определения параметров плазмы по вольтамперпым характеристикам, обратным токам

на анод и сеточным характеристикам. Произведена конструктивная проработка определения плотности тока пониженных значений магнитными зондами, внутренними поясами Роговского, измерением омического падения напряжения в электродах с целью повышения их чувствительности. Произведена экспериментальная проверка и сравшггсльный анализ всего комплекса разработанных метод!«.

2.Результаты исследований и анализ ионизационного и энергетического балансов выявили ряд фундаментальных свойств плазмы мощных импульсных разрядов в парах электрода.

- Концентрация плазмы в ртутном и вакуумных разрядах определяется эрозией катода и пропорциональна плотности разрядного тока. В разрядах с ртутным катодом при мсжэлсктродных расстояниях до нескольких см.: Nc «(2 +4)* 10й j (А/см"), в разрядах с твердым катодом Nc~(5 ч- 10)*10" j .При такой концентрации дрейфовая скорость электронов всегда ниже тепловой и в отсутствует турбулентность и неустойчивость типа бунсмановской. Исключсшм могут возникнуть только при больших (>5 -Г 10см) мсжэлсктродных расстояниях, в искусственных сужениях газоразрядного промежутка, либо при уменьшении размеров анода. Пропорциональный рост концентрации плазмы с током приводит также к отсутствию замагничснности электронов и ионов плазмы магнитным полем разрядного тока. Малые межэлсктродные расстояния и непрерывное поступление плазмы с эродирующего катода изменяют условия образования "скин-эффекга" и "пинч-эффекта", хорошо исследованных в импульсных разрядах с протяженными газовыми промежутками. Так "скшкэффскт" проявляется только при dl/dt >4*1010 А/с, причем сжатие канала проявляется в чистом виде из-за остаточной проводимости за границей сжатия за счет непрерывно катода плазмы. В канале множественная структура слабых пинчей при средней однородной плотности тока.

- Температура слабо зависит от разрядного тока, оставаясь в пределах 1.5 -г 2.0 эВ. Это объясняется пропорциональным ростом концентрации с током и сильным ростом потерь энергии на излучение при росте температуры. Фиксированное значение электронной температуры приводит к ограничению спитцеровской проводимости плазмы на уровне около 50-гТ00(ом*см)"' и, как следствие, сильному росту падения напряжения на промежутке до сотен вольт при токах в сотни кА. Зарядовый состав плазмы также практически не меняется и определяется в основном однозарядными нонами.

- Измеренное распределение концентрации по разрядному промежутку в ртутном разряде и анализ баланса заряженных частиц показывает на малые градиенты их концентрации вблизи стенок и электродов и низкие скорости их диффузионного ухода. Это объясняется наличием у этих

поверхностей ионизационного слоя, в котором отходящие от поверхностей в результате рекомбинации ионов атомы ионизируются н снова возвращаются на поверхность (рсциклинг). Толщина ионизационного слоя составляет менее 1 мм. Ионизационный слой резко уменьшает уход ионов из плазмы, однако он не уменьшает тепловые потерн плазмы на ионизацию. С другой стороны, наличие рсциклингового слоя в сужениях и отверстиях сеток способствует прохождению тока, т .к. поддерживает в них уровень концентрации плазмы. В вакуумных коммутаторах с твердым катодом, имеющим высокую температуру испарения, рсциклинг на ограничивающих поверхностях отсутствует. Эю приводит к сильному снижению концентрации и обрывам тока в сужениях и отвере гнях сеток.

- В сильноточных разрядах в срсдс инертных повышенного давления (10 + 10" тор) при .межэлектродных промежутках 2 +Юмм концентрация плазмы 1акже определяется эрозией электродов, материал которых имеет меньший потенциал ионизации, чем наполняющий газ. Скорость раздета продуктов эрозии здесь существенно ниже, чем в вакуумном разряде ( более чем на порядок ) и пропорциональна корпю отношения начального давления эрозионной плазмы к давлению среды, "тто приводит к следующей зависимости для концентрации плазмы N = k: j'" р,,1 " . те коэффициент к.: определяется материалом электродов (для W-Cu k; ~I *1015 см " (Л тор)1-). Эти значения концентрации существенно превышают концентрации плазмы в вакуумных и ртутных разрядах, что еще более стабилизирует плазму.

3.Комплексные экспериментальные исследования и теоретические рассмотрения расширения разрядною канала, определяющего плотность тока в нем, а следовательно концентрацию и другие параметры плазмы, а также эрозию и износ электродов, выявили следующие закономерности.

- Расширение канала разряда определяется расширением области катодной привязки. На однородных электродах область катодных пятен расширяется со скоростью пропорциональной местному значению тангенциального магнитного поля разрядного тока и ограничивается только скоростью расширения самой плазмы - скорость ионного звука ~ 10" см/с. С ростом разрядного тока пятна объединяются в группы с общим током, пропорциональном индукции тангенциального магнитного поля. Объединение пятен вызываемся большим порогом замагнпчснности группового канала за счет большей концентрации по сравнению с поротом замагнпчснности канала элементарного пятна так, что плазма все время остается на пороге замагнпчснности.

- Расширение канала разряда » cpc.ic micpniux ijhi повышенном' давления (1()т ЮООгор) 1лкже он реле, ше ich екоросп.ю раеппшени

эмиссионной оиласти на катоде, кмсющеи закономерности близкие к

л- .. -0,1

вакуумным разрядам со слаоои зависимостью от давления газа v-р . - При ишычии смачиваемой мстчиишческой (Мо) поверхности на ртутном катоде катодные пяша «¡пикируются и расширяются вдоль линии смачивания со скоростью экспоненциально зависящей от мгновенно;'! линейной плотности тока. Однако, при превышении линейной плотности тока значения около 1 кА/см фиксация ияген нарушается и пятна распространяются на поверхность фиксатора и жидкую ртуть. Это является следствием перекрытия плазменных каналов соседних элементарных гапен и соответствующим подъёмом катодного падения напряжения.

- Результаты исследований как свободного, так и фиксированного катодных пятен хорошо описываются нестационарной моделью как последовательность ьшкровзрьшов. Микровзрыв происходит при пробое границы плазма - электрод за счёт подъёма напряжения внешней цепыо при снижении концентрации плазмы от предыдущего микровзрыва до значений, не обеспечивающих ионным током из плазмы на катод полного разрядного тока. Определяющим процессом для микровзрыва является достижения ионным током предельного значения плотности энергии на шшровыстуиах, при которых начинается рсциклинговый рост ионного тока за счёт ионизации и возврата испарившегося материала микроострия.

4. Исследовашю динамики разрядного канала и его движеиия во внешнем мапштном поле показали.

- В вакуумном разряде при токах до 500 А разрядный канал в целом движется в ретроградном (против силы Ампера) направлсшш со скоростью, пропорциональной индукщш тангенциальной составляющей магнитного ноля. Эго движение осуществляется за счёт усиленного деления катодных пятен, находящихся в максимуме суммарного внутреннего и впекшего магнитного поты. При увеличешш разрядного тока до 1 кА и более и межзлектродных расстояншк несколько мм и более ?а счет спонтанно возникающий пятен канал разряда в целом движется в амнеровом направлсшш со скоростью, пропорциональной току и корню из индукции магнитного поля. В этом случае смещсшю плазменного канала- под действием Ампсровои силы достаточно для образования под этой плазмой новых катодных пятен, хотя некоторое ретрирадное деление старых отмирающих пятен позади фронта общего перемещения остается.

- В разряде с газовым наполнением повышенного давления (Ю-НОООтор) при электродинамическом ускорении плазмы магнитным полем разрядного тока при токах более 1 кА и межэлектродных промежутках более 2 мм ияблтшггея стабильнее перемещение канала разряда в амнеровом направлении со скоростью, пропорциональной току и обратно

пропорциональной корню из давления средн. При меньших токах и промежутках движение канала нестабильно. Предложена физическая модель, объясняющий полученные закономерности.

5. Экспериментальные исследования ¡1 математическое моделирование протяженного газового разряда шпкого давления с повышенной плотностью тока в неоднородных магнитных полях выявили закономерности контрашрованпя плотной плазмы в нарастающем магнитном поле (кран соленоида):

- степень сжатия канала (по отношению радиусов) пропорциональна коршо амплитуды индукции магнитного поля и обратно пропорциональна корню третьи"! степени из длины его нарастания;

-длина удержания контрашрованного состояния пропорциональна коршо из амплитуд?,; индукции магнитного поля (однородной части соленоида);

- контрагированис канала сопровождается ростом концентращш и температуры электронов в приосевой области, резким возрастанием интенсивности ионных линий, уменьшением ионного тока на стенку. Установлено и исследовано воздействие неоднородного магнитного поля рсверснонпого типа на нагрев плазмы в месте реверса с резким ростом степени ионизации и возбуждением шюгозарядных ионов в протяженной прноссвой области разрядной трубки с анодной стороны реверса.

6. Произведено теоретическое рассмотрение дсионизации сильноионизованной плазмы при низких и промежуточных давлениях. Проведены численные расчеты и получены аналитические выражс.шя для спада концентрации и температуры заряженных частиц. Показано, что на раннем периоде дсиопнзацга! закон спада концентращш отличается от экспоненциального из-за быстрого спада электрошюй температуры за счет выноса энергии на стенки. На поздних стадиях дсионизации электронная температура становится ниже атомной, а спад концентращш осуществляется по экспоненте, определяемой ионной температурой. Рассмотрено влияние внешних полей на ход дсионизации плазмы. Получено выражение для времени перскрывашм слоем пространственного заряда газоразрядного промежутка с учетом ограничения ионного тока в слое пространственным зарядом и ускоренного распада плазмы за счет уменьшения се размера при роете слоя. Проведено экспериментальное исследование дсионизации плазмы при изменешш концентрации на несколько порядков величины при одновремешгом измерении времени восстановлешш электрической прочности. Результаты экспериментов согласуются с расче гами.

7. Проведены исследования запаздывания пробоя газоразрядного промежутка при давлениях, близких к мгвшмуму кривой Пашена в широком диапазоне скоростей г растания напряжения 1',9-:-1013 В/с. Получено соотношение для статистического времени запаздывания

пробоя с учетом примени жизни электронов в промежутке и показана возможное! i, ero экспоненциального уменьшения. Получены аналитические аппроксимации для запаздывания пробоя при прямоугольной форме импульса напряжения и его линейном нарастании с учетом последовательной смены стадий пробоя при роете напряжения. Найдены и исследованы эффективные методы снижения запаздывания пробоя переносом излучения в спектральных линиях и эмиссией электронов из полупроводниковых эмиттеров на базе карбида кремния.

8. Па основании проведенных исследований и полученных закономерностей сделаны практические рекомендации по конструированию ртутных, вакуумных и газонаполненных коммутирующих приборов, ионных лазеров на инертных газах, ист очников ионов и плазмы паров металлов и диэлектриков. По данным о расширен],и канала разряда обоснован необходимый диаметр электродов, предложена конструкция прибора с эффективным расширением канала разряда по типу "обратный пинч". Данные по перемещению канала разряда позволили предложить ряд конструкций с эффективным перемещением канала разряда, обладающих высоким ресурсом и стабильностью пусковых и пробойных характеристик. Исследования параметров плазмы и се проводимости, катодной привязки на разных тинах электродов позволили задать проектные параметры приборов, их предельные возможности, определить конструкции основных и вспомогательных электродов, разработать модель расходования ресурса приборов. Данные по дсионнзации плазмы позволили разработать метод расчета восстановления электрической прочности приборов и меры но его ускорению. На базе исследований запаздывания пробоя разработаны конструкции быстродействующих мраничитслсй напряжения, обладающие отечественным приоритетом и более широкими функциональными возможностями по сравнению с существующими ранее. Исследования сильноточного разряда низкого давления в мапппных полях сложной геометрии позволили предложить новые способы создания активной среды ионных лазеров и способ получения плазменных потоков. По результатам исследований получено 14 авторских свидетельств, всего опубликовано 80 работ.

СПИС ОК РАЬОТ, В КОТОРЫХ ИЗЛОЖЕНЫ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССИПАЦИИ.

1. Джабаров Д.Г., Сисун В.И., .Хромой Ю.Д. Измерение потенциала плазмы п мощных импульсных газоразрядных приборах. //Электронная техника, Сер.4. 1973. вып.2. С. 62-65.

(¡г.

2. Арш A.M., Олещук О.В., Сысун В.И., Хромой IO.Д. Определаше параметров плазмы мощного импульсного разр!ща по вольтамперным харак-гернстлкам и обратным токам. // Электронная техника, Сер. 4. 1977. вьш.З. С.3-11.

3. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Исследование обратных токов в зависимости от параметров сильноточного разряда в плазме ртути. Тезисы II симпозиума по сильноточной эмиссионной электронике. Томск, 1975. С. 28.

4. V.I.Sysun, Yu.D.Khromoy, O.V.OIcschuk, A.M.Arsh. Determination of parameters of the powerful arc plasma by volt-ampere characteristics and inverse currents.-VII INTERNATIONAL SYMPOSIUM ON DISCHARGES AND ELEKTRICAL INSULATION IN VACUUM. NOVOSIBIRSK, 1976. p.333.

5. Олещук O.B., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Обратные токи ионных приборах при быстром изменении напряжешм на электродах. //Электронная техшжа, Сер.4. 1977. вып.1. С. 92-103.

6. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Параметры плазмы импульсного вакуумного разряда. // ТВТ. 1984. Т. 22. N 3. С. 457-462.

7. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Расширение канала мощного импульсного разряда в парах ртути. // Электронная техника, Сер.4. 1974. вып. 10. С. 8085.

8. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Исследование расширения канала импульсного разряда в парах ртути. Материалы Четвертой Всесоюзной научно-техческой конференции. "Газоразрядные приборы", М., 1974. Институт электроники. С. 49.

9. Гура П.С., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Расширение канала разряда вакуумной дуль Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по низкотемпературной плазме. Киев, 1979. С. 230.

10. Сысун В.И. Ионный ток на зонд при промежуточных давлениях и область возмущения плазмы зондом. // Физика плазмы. 1978. Т.4. N 4. С. 931-936.

11. Сысун В.И. Расчет ссчсний фотоиошшцш и радиационной рекомбинации Hg ,Hg . Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по физике электронных и атомных столкновений. Ужгород. 1972. С. 140-141.

12. Сысун В.И., Хахаев А.Д. Функции ионизации и рекомбинации ртутной плазмы. Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по физике электрошок и атомных столкновений. Ужгород. 1972. С. 185.

13. Олещук О.В., Сысун В.И. Определение сечений фотоионизации из возбужденных состояний атомов ртути. Тезисы докладов VII Всесоюзной конференции по физике электрон - атомных столкновений: Петрозаводск. 1978. С. 26.

14. Луизова JI.А., Сысун В.И. Некоторые оптические методы диагаостщз! плазмы.- Методичесхое пособие для студентов. Петрозаводск, ПТУ, 1975. 4.2. С. 49, С. 81.

15. Сысуи В.И. Эффективная вероятность пспускания резонансных фотонов атомами в случае контура Фойхта. //Оптшса н спектроскопия, 1972. Т.ЗЗ. вын.3. С. 590-591.

16. Сысун В.И., Хахаев А.Д., Хромой Ю.Д. Параметры плазмы сильноточного импульсного разряда в парах ртлги. // >КТФ. 1972. Т.42. вып. 9. С.1879-1881.

17. Брецких А.Ф., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Дпнамшса плазмы прианед-ного слоя. Тезисы докладов XI Всесоюзной конференщш ' Генераторы шпкотемлературной плазмы". Новосибирск, 1989. С. 101-102.

18. Бородин В.И., Луизова Л.А., Сысун В.И. Исследование температурного поля и энергетического баланса горелки МГЛ простым интерферо-метричеекпм методом. //Светотехника. 1973. N 12. С. 8-10.

19. В.И.Сысун, Ю.Д.Хромой. Мощный коммутирующий прибор. -A.c. N 690990 от 14.06.79.

20. Сысун В.И., Хромей Ю.Д. Деионизация плазмы низкого давлешш. Материалы IV Всесоюзной научно-технической конференции "Газоразрядные приборы". М.. Институт электроники. 1974. С. 48-49.

21. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Деионизация плазмы при низких давлениях. //Электронная техника. Сер.4. 1974. вып.6. С. 14-23.

22. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Деионизация плазмы при спаде тока и при наличии обратных напряжений. // Электронная техника. Сср.4. 1975. вып. 8, С. 23-36.

23. Сьгсун В.И. Исследование физических условий протекания мощных импульсных токов в приборах с ртутным наполнением. Диссертация lía сонскршю ученой степени к.ф-м.н. Петрозаводск, 1978.

24. Сысун В.И., Олещук О.В., Гура П.С. Высокоионизованная холодная плазма для специальных приложений и методы ее исследования. Материалы Российской конференции ФНТП-95 "Физика низкотемпературной плазмы", Петрозаводск, 20-26 июня 1995г,-Пстроззаводск: Петр.ГУ, 1995. С.449-452.

25. Хромой Ю.Д., Сысун В.И. Фиксация катодного пятна при импульсных токах разряда. II. Дшшмика форжровання длины линии фиксации в зависимости от формы импульса. //ЖТФ 1984. Т. 54. вып.7. С1342-1345.

26. Брецких А.Ф., Олещук О.В., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Предельные режимы фиксации катодного пятна. Материалы Российской конференщш ФПТП-95 "Физика низкотемпературной плазмы", Петрозаводск, 20-26 июня 1995г,-Пст,.оззаводск: Петр.ГУ, 1995.С 183-185.

11. Ü.Khromoy Yu.D., Sysun V.l. Ways of creating of pulse controllable ihsdurgiTs with mercury cathode up to 10E6 A. XV-th International

Simposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum. Darmstadt, 1992, p.607-610.

28. Хромой Ю.Д., Сысун В.И.и др. Ипштрошшн разрящшк ИР'Г-3. //Электронная техника. Сер.4. 1976. вып.1. С. 43-49.

29. Хромой Ю.Д., Сысун В.И.и др. Высоковольтный 1шпульсш>1й разрядник IIPT-4. //Приборы иTexiEiKaэксперимента. 1978. N 2. С. 195-197.

30. Сысун В.И., Хромой Ю.Д., Олсщук О.В. Анод сильноточного коммутатора. A.c. N 1631624 от 01.11.90.

31. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Зависимость ресурса (долговечности) разрядников nma ИРТ от режима работа. Тезисы докладов II Всесоюзной научно-технической конферешцш "Элсктрн ¡еский разряд п жпдкост и его применение в промышлсшюста". Клеи. Наукова думка. 1980. С. 102104.

32. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Зависимость ресурса мощных импульсных разрядшшов от режима их работы. // Электронная техника. Сер.4. 1982. вып. 5. С. 67-70.

33. Олещук О.В., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Влияние материала и состоя-нле поверхности анода на развитие анодной нестабильности. Тезисы докладов V Всесоюзного симпозиума по сильноточной электроники. Томск. 1984. С. 229-231.

34. Сысун В.И., Старков В.В. Об одной задаче теоршт плазмы. // Межвузовский сборник. Петрозаводск. 1984. С. 92-95.

35. Перскш'! U.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Параметры плазмы импульсного вакуумного разряда. Тезисы докладов VI Всесоюзной кош'рсренщм по физике низкотемпературной плазмы. Ленинград. 1983. С. 173-175.

36. Псрский U.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Динамика катодных пятен вакуумного разряда. // ТВТ. 1989. Т.27, N 6. С. 1060-1С67.

37. Псрский Н.Е., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Зависимость тока группового катодного пятна на молибдене от магнитного поля. // ЖТФ. 1985. Т.55. вып.11. С. 2287-2288.

38. Псрский U.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д.,А.рш A.M. Ток группового катодного пятна на меди. Тезисы докладов VI Всесоюзного симпозиума по сильноточной электронике. Томск. 1986. С. 3-5.

39. Псрский Н.Е., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Дшшнпса эмиссионной зоны импульсного вакуумного разряда. Тезисы докладов VI Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы. Ленинград. 1983. С. 170172.

40. Псрский U.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Изучение условий зажигания катодного пятна в плазме вакууъшого разряда. Тезисы докладов VII Всесоюзного симпозиума по сильноточной электротгке. Томск. 1988. С. 13-15.

41. Перский H.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Зависимость тока на пятно вакуумной дуги от магнитного поля. Тезисы докладов VII Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы. Ташкент. 1987. С. 57-58.

42. Псрский Н.Е., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Динамика катодщдх пятен импульсного вакуумного разряда. Тезисы докладов V Всесоюзного симпозиума по сильноточной электронике. Томск, 1984. С. 12-14.

43. Псрский Н.Е., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Влияние динамики катодных пятен на падение напряжения сильноточного вакуумного разряда. Тезисы докладов XI Всесоюзной конференщи "Генераторы низкотемпературной плазмы". Новосибирск. 1989. С. 103-104.

44. Pcrskii N.E., Sysun V.l., Khromoy Yu.D. Cathode spot dynamic for high impulse current. - XIX International Conferece on Phenomena Ioniz. Gas. Contributed Papers. - Belgrade, 1989, p.126-127.

45. Гура П С., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Движение канала импульсного сильноточного вакуумного разряда в магнитном поле. //ТВТ. 1984.T.22.N2, С. 248-253.

46. Гура П.С., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Скорость вращения канала вакуумного разряда в магнитном поле. Тезисы докладов VI Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы. Ленинград. 1983. С.110-113.

47. Зайдман С.Ш., Псрский U.E., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Исследование влияшш магнитного поля на характеристики мощного импульсного вакуулшого разрядника. //Электронная техника. Сер.4. 1986. вып.4. С. 3-7.

48. Khromoy Yu.D., Sysun V.l. Jakovlev D.V.Thc analisis of the self magnetic field influence of the high-current discharge. XIV-th International Simposium on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum. Santa-Fe, (Post-Deal proc.)1990, p.607-610.

49. Сысун В.И., Хромой К).Д., Яковлев Д.В. Прерывание тока вакуумной дуги импульсным поперечным магнитным полем. Тезисы докладов II Всесоюзной конференции по импульсным источникам энергии. Верхняя Пышма. 1985. С. 95-97.

50. Осипов Л.А., Псрский Н.Е., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Моделирование нагрева поверхности анода в сильноточном вакуумном разряде. Тезисы докладов VIII Всесоюзного симпозиума по сильноточной электронике. Свердловск. 1990. с

51. Гура II.С., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Сильноточный разрядник. A.c. N 1212261 ог 15.10.85.

52. Олещук О.В., Сысун В.И., Брецких А.Ф., Гура П.С. Шнрокоапертур-ный импульсный источник плазмы паров металлов. Материалы Российской конференции ФНТП-95 "(Ьизика низкотемпературной плазмы", Петрозаводск, 20-26 июня, 1995г.-Петрозаводск: Пстр.ГУ, 1995. С. 400-401.

53. Гура П.С., Сысун В.И. Источник металлической плазмы с анодным пятном. Материалы Российской конференции ФНТП-95 "Физика низкотемпературной плазмьГ.Пстрозаводск, 20-26 июня, 1995г. - Петрозаводск: Петр.ГУ, 1995. С. 204-206.

54. Каганов B.III., Овчинников A.A., Сысун В.И. Хромой Ю.Д., Япгкова В-.М. Динамика разрядного канала в атмосфере инертного газа. // Электронная техника. Сер.4. 1986. вып.4. С. 11-14.

55. Крылов В.Д., Москалев С.Д., Сысун В.И. Хромой Ю.Д., Яшкова В.М. Перемещение канала импульсног разряда .// Электронная техгажа. Сер.4. 1979. вьш. 8. С. 42-45.

56. Сысун В.П., Хромой Ю.Д., Крылов В.Д. Газонаполненный разрядник. A.c. N641567 от 14.09.78.

57. Хромой Ю.Д., Сысун В.И., Крылов В.Д. Защитный газонаполненный разрядник. A.c. N 686103 от 21.05.79.

58. Хромой Ю.Д., Сысун В.И., Крылов В.Д. Разрядник. A.c. N 765918 от 28.05.80.

59. Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Зависимость ресурса разрядника Р-64 от режима работы. // Электронная техника. Сер.4. 1983. вып.З. С. 35 J3.

60. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д. Статическое время запаздыва-нияпробоя. // Известия вузов. Физика. 1985. N 6. С. 111-113.

61. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д. Время формирования при импульсном пробое газа. //Известия вузов. Физика. 1985. N 6. С. 109-111.

62. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д. Оценка относительного вклада статического запаздывания и времени формирования при импульсном пробое газов. Тезисы докладов II Всесоюзного совещшшя по физике электрического пробоя газов. Тарту. 1984. С. 169-171.

63. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д. влияние подсветки на пробой газоразрядного промежутка. Тезисы докладов Всесоюзного совещания по физике электрического пробоя газов. Махачкала. 1982. С. 21-22.

64. Киселев Ю.В., Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д.,Яшкова В.М. Определение времени запаздывания пробоя газовых разрядншеов при различных формах импульсного напряжения. // Элсктроштая техника. Сер.4. 1984. вь;п.5. С. 52-55.

65. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д. Влияние формы импульсного напряжения на время запаздывания пробоя газовых промежутков. Тезисы докладов Всесоюзного совещания по физике электрического пробоя газов. Махачкала. 1982. С. 22-23.

66. Сысун В.II, Тухас В.А., Хромой Ю.Д., Киселев Ю.В. Многоэлектронное инициирование пробоя на нарастающем напряжении. Тезисы докладов III Всесоюзной копфсрс1щии по физике газового разряда. Киев. 1986. С. 399-400.

67. Гура П.С., Сысун В.И., Тухас В.А. и др. Многоканальный разрядник.

A.с. N1014079 от 21.12.83. ■

68. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д., Шахов B.C. Многоканальный разрядник. А.с. N 1112461 от 08.05.84.

69. Сысун В.И., Тухас В.А., Хромой Ю.Д., Яшкова В.М. Защитный газонаполненный разрядник. А.с. N 1135405 от 15.09.84.

70. Сысун В.И., Тухас В. А., Хромой 10.Д. Способ коммутации защитного газового разрядника. А.с. N 1162369 от 15.02.85.

71. Яшкова В.М, Андронова В.П., Тухас В.А., Хромой Ю.Д., Сысун

B.И.,Киселев В.Ю., Антохин Р.Г. Защитный разрядник. А.с. N 1468361 от 15.11.88.

72. Сысун В.И. Ограничение тока газового разряда прн низких давлениях. Методические указами! по курсу "Электрический ток в газах и вакууме". Петрозаводск. ПГУ. 1988. 16с.

73 Сысун В.И., Хромой Ю.Д., Яковлев Д.В., Ага В.И., Рудслев С.А., Самородов В.Г. А.с. N 280772 от 01.08.88.

74 Сысун В.И., Хромой Ю.Д., Яковлев Д.В., Ага В.И., Руделев С.А., Самородов В.Г. А.с. N 324404 от 01.04.91.

75 Яковлев Д.В., Сысун В.И., Галсев Э.Ш., Васильева Г.Н, Руделев С.А., Влияние локальной неоднородности внешнего магнитного поля на излучатслыше характеристики сильноточного разряда в инертных газах. Тезисы VIII Всесоюзного симпозиума по сильноточной электронике. Свердловск. 1990. С. 34-36.

76. Jakovlew D.V., Galeev E.Sh., Vasilycva G.N., Khromoy Yu.D., Rudelev S.A., Sysun V.I. The Influence of the Magnetic Fild Inhomogeneti Localiscdon the Extended Solenoid from the Cathode Side on High Current Gas-Dishargc Parameters. Proc. XX-th Int. Conf. on Phen. in Ionised Gases. Pisa, 1991 ,p.4S4-485.

77 Jakovlew D.V., Galeev E.Sh., Vasilycva G.N., Khromoy Yu.D., Rudelev S.A., Sysun V.I. The Influence of Reverse Type Local Inhomogencity on High Current Gas-Disharge Parameters. Proc. XX-th Int. Conf. on Phen. in Ionised Gases. Pisa,1991, p.486-487.

78. Гостев B.A., Сысун В.И., Хромой Ю.Д., Яковлев Д.В. Способ получения плазменных потоков. А.с. N18191107 от 11.10.92.

79. Хромой Ю.Д., Сысун В.И. Разработка активного элемента ионных лазеров на основе взаимодействия положительного столба такого давления с магнитным полем специальной геометрии. В кн. "Лазерная физика". С-Пстсрбург. выя. 2. С. 10. 1990. вып.4. С.10. 1993.

80. Брецких А.Ф., Олещук О.В., Сысун В.И., Хромой Ю.Д. Фиксации катодного пятна при импульсных токах разряда. III. Предельный режим.

// ЖТФ. Т.65. вып. 11. 1995.