О физике стримерного пробоя

Попов А.Ф. 1993г.

 

Аннотация

В работе предложена модель стримерного пробоя разрядного промежутка при давлениях порядка атмосферного. Рассмотрено развитие процесса в длинных промежутках. Прогресс достигается при учете факта, что вследствие высокой проводимости стимер переносит значительную часть потенциала анода (или катода) в разрядный промежуток. Напряженность электрического поля в близи его головки возрастает при растяжении его вдоль поля и достигает пробивной величины. В результате газ ионизуется и нагревается. Тепловое излучение из этой области осуществляет предварительную ионизацию холодного газа в окрестности стримера. Вследствие развития лавиной ионизации вдоль вектора электрического поля с максимальной напряженностью (или противоположно ему) перемещается слой ионизованного газа переносящий высокий потенциал в разрядный промежуток. Скорость стримера определяется временем развития разряда в слое пробоя. В этой модели физика катодного и анодного стримеров практически не различается.

 

 

Проблема развития газового разряда при давлениях порядка атмосферного подробно изложена в книге [1]. В ней приведена обширная библиография по различным вопросам физики разряда. Рассматривается проблема «затравочного» электрона. Однако ряд вопросов, таких как скорость распространения стримера, схожесть поведения катодного и анодного стримеров и лидерный пробой при молниевом разряде требуют дальнейших исследований. Для этих целей плодотворным оказывается использование метода, предложенного в книге [2] при исследовании развития лазерной искры в атмосфере.

Известно [1], что канал стримера имеет высокую проводимость, поэтому при своем движении он переносит значительную часть потенциала анода (или катода) в разрядный промежуток. Напряженность электрического поля вблизи его головки усиленно. В принципе стример может зародится вдали от электродов в этом случае электрическое поле будет усиленно у обоих его концов. Согласно работе [1] форма стримера близка к форме эллипсоида вращения. Распределения потенциала вокруг проводящего эллипсоида с большой и малой полуосями а и b, соответственно, помещенного в однородное поле Е0 , находится точно. Напряженность электрического поля максимальна на конце стримера и в случае сильно вытянутого эллипсоида (а>>b) она равна выражению

 

^E_a^{= a}

 

Внутри остова стримера с высокой проводимостью напряженность электрического поля близка к нулю. Во внешней области вектор электрического поля Е=4П0, где Ơ-поверхностный заряд, и направлен по нормали к его поверхности. Под действием тянущей электрической силы стример вытягивается вдоль своей оси и напряженность электрического поля в его вершине возрастает согласно равенству (1). При достижении пробивной величины газ вблизи головки стримера в результате развития электронной лавины ионизуется и нагревается. Сильно нагретый газ со звуковой скоростью, определяемой его температурой расширяется. Вследствие высокой проводимости частично ионизованного газа ( опопопопоп , где т-температура электронов плазмы и z-заряд иона, если степень ионизации выше 1%) слой пробоя всегда остается на границе области с ионизованным газом. Слой с максимальной напряженностью электрического поля (слой пробоя) смещается в направлении оси стримера.

Энергия электронов, приобретаемая в электрическом поле, в конечном итоге расходуется на ионизацию и нагрев газа и высвечивание. Сильно нагретая область при температуре порядка 10эВ и выше является источником интенсивного излучения, которое играет существенную роль в возбуждении и ионизации холодного газа в зоне пробоя. Особенно это очевидно в случае катодного стримера, несущего положительный потенциал. В этом случае «затравочные» электроны в слое пробоя могут появиться только в результате фотоионизации.

Для определенности рассмотрим развитие стримерного пробоя в воздухе. Известно (2), что холодный воздух прозрачен для светового излучения. Заметное поглощение начинается в ультрафиолетовой области спектра. Сильное фотоэлектрическое поглощение испытывают кванты с энергией, превышающей потенциалы ионизации кислорода и азота рооллл . В интервале энергий от 13+25эВ длина пробега кванта 1=0,0083см. По видимому коэффициент поглощения кванта остается достаточно большим вплоть до энергий квантов порядка 40эВ, что связано с фотоионизацией атомов азота и кислорода с L- оболочки. В дальнейшем с ростом энергии кванта коэффициент поглощения монотонно убывает. Длина пробега кванта изменяется от 10/-2 см до 1000000 см в интервале энергий от 40эВ до 200эВ. Сильно нагретый воздух в головке стримера при температурах 10+100эВ прозрачен для теплового излучения с энергией ~к т, которое может обеспечить необходимую предионизацию в слое пробоя. При этих температурах газ фактически, двукратно ионизован. Однако скорость теплового расширения нагретой области меньше наблюдаемой экспериментально скорости распространения стримера. Очевидно, что скорость стримера определяется временем лавинной ионизации газа в слое пробоя. Подтвердим этот вывод простыми приближенными расчетами. На длине свободного пробега S = V/υ электрон в электрическом поле набирает энергию попопопопопопопоп Поскольку при столкновении лишь малая доля энергии ~2m/M передается атому, то упорядоченная энергия превращается в этом процессе в тепловую энергию электрона. Скорость набора энергии электроном в электрическом поле равна выражению

где υ –частота столкновений электрона с атомами. Чтобы набрать энергию равную энергии ионизации I электрон должен испытать 12121221212 столкновений с тяжелыми частицами газа. Тогда время удвоения числа электронов 1212121212121212 Плотность электронов в лавине растет по экспоненциальному закону

 

формула

где 12121212 – постоянная времени лавины. Толщина слоя поглощения (слоя пробоя) порядка кванта 12121212см. На границе остовом стримера 12121212121212, где V-скорость стримера. Откуда получаем

 

формула

 

Скорость стримера лишь логарифмически зависит от отношения конечной плотности плазмы к начальной. Поскольку в головке стримера плотность плазмы 12122121212см, положим 121221см. произвольный выбор начальной плотности электронов в силу слабой зависимости от нее не значительно изменит конечный результат. В тоже время с помощью спектрального распределения интенсивности тормозного излучения 121212212122112212 можно убедится, что поток квантов в интервале энергий от 13эВ до 40эВ из области нагретого газа с температурой 20+100эВ заведомо в состоянии обеспечить эту величину фотоионизации. При величине напряженности электрического поля равной пробивной Е=30кВ/см и средней частоте столкновений электрона с энергией ~20эВ в воздухе ~2 ‘ 101212212 из равенства (4) получим V=10 см/сек. Эта величина совпадает со скоростью ступенчатого лидера в атмосфере. Несмотря на приближенный характер полученных результатов они дают достаточно правильные зависимости от различных параметров и удовлетворительно согласуются с экспериментальными наблюдениями. В частности, находит объяснение возможность пробоя при напряженности электрического поля Е1233 значительно меньшей пробивной величины.

В случае катодного стримера дополнительную ионизацию могут производить электроны, диффундирующие из остова стримера в слой пробоя. Однако при больших давлениях порядка атмосферного роль их невелика и физика катодного стримера в основных чертах анологична выше изложенной. Существенное отличие должно возникать при пробое в длинном промежутке, заполненном электроположительным газом, вследствие большого различия в подвижности электронов и ионов. В этом случае утечка зарядов через боковую поверхность стримеров в электрическом поле будут су12121212121212121 и утечка заряда с поверхности катодного или анодного стримеров будет приближенно одинаковой и незначительной.

Распространение стримера прекращается как только напряженность электрического поля в слое поглощения становится меньше пробивной величины. За время прохождения ступенчатым стримером одной ступени 121212121212323151231234231 мксек.плазма в канале стримера заметно так как вследствие малости тока омический нагрев плазмы не велик. (Ток лидера определяется утечкой заряда и переносом заряда в головке лидера 121212121212212121 при площади стримера 12121212165. Полный ток порядка десятка миллиампер). При остывании плазмы в канале стримера до температуры порядка 1эВ сопротивление ступени лидера становится ~50КОМ и падение напряжения на ней может быть сравнимым с пробивным. Дальнейшее продвижение лидера возможно только при подключении его канала к другому центру зарядов в облаке. В этом случае, по-видимому, первоначально старому каналу распространяется стреловидный лидер, скорость которого порядка 1100101см/сек. Он разогревает плазму в остове и ступенчатый лидер продвигается дальше в промежуток.

Боковое расширение газа в головке стримера описывается решениями сильного взрыва (2). Расширение газа прекращается, когда давление нагретого газа сравнивается с давлением холодного газа. Это условие определяет отношение начального и конечного радиусов головки стримера в зависимости от отношения температур в этих состояниях.

В рамках предлагаемой модели физика процессов в коронном разряде представляется следующим образом. Пробой начинается вблизи острийных электродов или острийных выступов на них в области усиленного электрического поля (1). Зародившийся стример при своем движении в область более слабого поля расширяется вследствие этого напряженность электрического поля в слое пробоя, согласно равенству (1) уменьшается. Когда напряженность поля становится меньше пробивной величины, распространение стримера прекращается. Плазма в результате дрейфа заряженных частиц в поле распадается. После этого процесс повторяется. В результате ионизация газа происходит только в при электродных областях.

 

Литература

 

1.      Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. В кн: Теория искры. Москва, Автомиздат,1975.

2.      Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. В кн: Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. Изд. «Наука». Москва,1966.

3.      Стаханов И.П. В кн: О физической природе шаровой молнии. Москва,Энергоиздат.1985.

Сухумский ФТИ.

Главная страница со ссылками на другие статьи.
В формате Word (43 Кб)
В rar-архиве (9 Кб)
Написать мне