Теория искры - Лозанский Э.Д.
Скачать (прямая ссылка):
Да = AN (e-BN/E - q-bn/e,) ^ ANe~BN/Ed — e~BN*EIEl)«
~ Л.5У2Д?- Q-BN/е_ (4 33)
El
При этом
|х = 7[е(ао+Ла)й? — 1]ж I 4-rfAa. (4.34)
Здесь использовано условие у (ea°d — I) = 1 и I.
Подставляя выражения (4.33) и (4.34) в (4.31), получаем
t =-----------eBN/E In/I + -Л-5Л'2 Д—^ Q-BNjE _ІЩ (4 35)
ABNiAEa \ El i0 }
Так как при пробое і (t)/i0^> 1, то логарифмический член приблизительно постоянен и
t------!---еВЛ,/?. (4.36)
E — E0
Экспериментальные данные в работах [7, 12] подтверждают значения времен формирования пробоя, получаемые из соотношений (4.35), (4.36) при пониженном давлении.
В литературе теория, представленная в разд. 4.1—4.4, обычно называется теорией пробоя Таунсенда. В настоящее время имеется большое количество экспериментальных исследований, доказывающих, что эта теория удовлетворительно объясняет наблюдаемые пробойные явления при значениях Nd < 7 • IO18 см~2 или pd <
< 200 мм рт. ст-см. Однако при переходе к Nd ^ 7 • Ю18 слс*9 в частности при пробое сантиметрового промежутка при атмосферном давлении, теория Таунсенда становится неприменимой. Главные противоречия таковы.
Во-первых, как уже говорилось, не наблюдается зависимости пробивного напряжения от материала катода. Причем существуют такие разряды, в которых процессы на катоде а priori не играют никакой роли (положительная корона., длинные искры и др.).
Во-вторых, были зафиксированы времена формирования разряда на два порядка меньше, чем характерное время, требуемое положительным ионам для пересечения разрядного промежутка, что находится в явном противоречии с соотношением (4.36), полученным на основе теории Таунсенда. В соответствии с этим появилось большое количество работ [7, 12], авторы которых пытались устранить возникшие противоречия, учитывая влияние пространственного заряда, образуемого электронными лавинами, на развитие разряда. Однако при изучении тока в плоскопараллельном промежутке было замечено, что пробой имеет место также при таких малых плотностях тока, что не может быть и речи об искажении поля пространственными зарядами [7,12].
135
Таким образом, должна быть построена теория самостоятельного пробоя газа без участия вторичных процессов на катоде и не учитывающая влияние пространственного заряда лавины. Это было сделано в работе [13]. В качестве вторичного механизма, заменяющего процессы на катоде, принималась фотоионизация газа. Прежде чем переходить к рассмотрению этой теории, рассмотрим вопрос
о природе фотоионизирующего излучения и установим закон поглощения этого излучения.
4.5. Фотоионизация в газе
Впервые существование фотоионизирующего излучения от электронной лавины было экспериментально обнаружено Ретером [14]. Ретер установил в камере Вильсона два электрода на расстоянии ' 3,6 см (рис. 4.4). Сбоку имелось отверстие диаметром 0,15 мм. На расстоянии 6 мм находился разрядный промежуток из латунных
или алюминиевых шариков, так что узкий пучок фотонов, создаваемый при разряде между, шариками, мог проходить посередине между электродами. Синхронно с расширением камеры Вильсона на электроды камеры и на разрядный промежуток подавался прямоугольный импульс напряжения длительностью ~10“7 сек. При этом в камере Вильсона наблюдались следы лавин электронов. По количеству лавин на единицу длины с удалением от отверстия и предполагая закон поглощения излучения экспоненциальным, можно было судить о коэффициенте поглощения ионизирующего излучения в газе. Оказалось, что коэффициент поглощения х для различных газов оказался в пересчете на атмосферное давление порядка ~1 см"1. Так, в воздухе 1,8 CM"1] в кислороде Kttl CM х\ в водороде X « 0,8 CM*1 и т. д.
Ретер оценил также интенсивность ионизирующего излучения с учетом телесного угла их поглощения в камере Вильсона, а также время образования ионизирующих фотонов (см. рис. 4.4). Опыты Ретера были затем продолжены другими авторами [14, 15], причем результаты оказались сходными с результатами Ретера.
Эти опыты убедительно доказали существование ионизирующего излучения, образуемого электронной лавиной, однако результаты этих опытов по измерению коэффициента поглощения ионизирующего излучения оказались в явном противоречии с теоретическим значением коэффициента поглощения, а также с результатами пря-
Рис. 4.4. Схема опытов Ретера с камерой Вильсона:
1 — электроды; 2 — изолирующие стенки; 3 — разрядник, создающий искру, которая в свою очередь образуют ионизирующие фотоны; 4 — отверстие в камере для пролета фотонов; 5 — электронные лавины
136
мых экспериментов по измерению этого коэффициента. Например, для водорода при атмосферном давлении теория дает следующую зависимость коэффициента поглощения от энергии фотона (см. разд. 1.11):
к ж 340 (є/є*)3, CAfmlt
где е = hv — энергия фотона; є* — энергия ионизации водорода* Следовательно* расхождение с теорией для фотонов с энергией ненамного превышает энергию ионизации, составляет более чем два порядка. Имеются также спектроскопические исследования, подтверждающие порядок величины теоретического коэффициента поглощения [16, 171. Значение коэффициента поглощения ионизирующих фотонов для других газов примерно такого же порядка величины и с ростом атомного номера имеет тенденцию к увеличению. Так, для кислорода и азота вблизи энергии ионизации к & 500 саг1. Поэтому опыты Ретера и других авторов, обнаруживших ионизирующее излучение с аномально малым коэффициентом поглощения, требуют специального объяснения, потому что фотоны с таким коэффициентом поглощения должны иметь очень большую энергию, примерно в 5—7 раз превышающую энергию ионизации молекул. Возможность появления таких фотонов в рассматриваемом виде газового разряда весьма сомнительна, так как функция распределения электронов по скоростям резко убывает на «хвосте» распределения. Рассмотрим в принципе, какие процессы могут привести к образованию ионизирующих фотонов, и оценим интенсивность этих процессов. Учитывая, что все время формирования пробоя сантиметрового промежутка при атмосферном давлении имеет значение —10“7 сек, необходимо, чтобы характерное время образования ионизирующего фотона также имело значение такого порядка.
