Теория искры - Лозанский Э.Д.
Скачать (прямая ссылка):
13. Albright N. W., Tidman D. A. Ionizing Potential Waves and High-Voltage Breakdown Streamers. — «Phys. Fluids», 1972, v. 15, p. 86.
14. Степанов В. В. Курс дифференциальных уравнений. М., Гостехиздат,
1952.
15. Исследование динамики стримера, управляемого внешним электродом, при пробое в ксеноне. — «Теплофизика высоких температур», 1974, т. 12, с. 252 (Авт.: А. И. Захаров, И. Г. Персианцев и др.).
16. Timm U. The development of single streamers started by laser lightat high overvoltages in rare gases. — «J. Phys. D», 1973, v. 6, p. 1891.
17. Баренблатт Г. И., Зельдович Я. Б. Об устойчивости распространения пламени. — «Прикл. матем. и механ.», 1957, т. 21, с. 856.
18. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Механика сплошных сред. М.—JI., Гостехиздат, 1954.
19. Баренблатт Г. И., Зельдович Я. Б., Истратов А. Г. О диффузионнотепловой устойчивости ламинарного пламени. — «Прикл. механ. и техн. физ.», 1962, № 4, с. 21.
20. Биберман Л. М. К теории диффузии резонансного излучения. — «Журн. эксперим. и теор. физ.», 1947, т. 17, с. 416.
21. Биберман Л. М. Приближенный способ учета диффузии резонансного излучения. — «Докл. АН СССР», 1948, т. 59, с. 659.
22. Holstein Т. Imprisonment of Resonance Radiation in Gases. — «Phys. Rev.», 1947, v. 72, p. 1212; 1951, v. 83, p. 1159.
23. Лозанский Э. Д. Природа фотоионизирующего излучения и механизмы вторичных процессов при стримерном пробое газа. — Материалы Международного совещания по стримерным камерам. Дубна, 1969, с. 11.
24. Мышенков В. И., Райзер Ю. П. Волна ионизации, распространяющаяся благодаря диффузии резонансных квантов и поддерживаемая сверхвы сокочастотным излучением. — «Журн. эксперим. и теор. физ.», 1971, т. 61, с. 1882.
25. McGehee F. М. Velocity of Propagation of Luminosity in Long Discharge Tubes. — «Virginia J. of Science», 1955, v. 6, p. 39.
26. Huxford W. S. Townsend Ionization Coefficients in Cs—Ag—O Photo— Tubes Filled with Argon. — «Phys. Rev.», 1939, v. 55, p. 754.
219
ГЛАВА 8
ПРОБОЙ В ДЛИННЫХ ИСКРОВЫХ ПРОМЕЖУТКАХ И В НЕОДНОРОДНЫХ ПОЛЯХ
8.1. Пробой в длинных искровых промежутках
При пробое сантиметрового промежутка воздуха при атмосферном давлении и отсутствии перенапряжения первая лавина не создает сколько-нибудь значительного поля пространственного заряда (см. гл. 6). В этом случае сначала возникает самостоятельный разряд, а стример нужно рассматривать как явление более позднее и условие пробоя не связано с образованием стримера. Однако при увеличении длины промежутка, когда вторичным механизмом служит фотоионизация газа, критерий самостоятельности разряда (4.73) без учета пространственных зарядов перестает быть справедливым, и причиной пробоя оказывается появление стримера.
Как было показано в разд. 5.4, при az ~ 20 электрическое поле, создаваемое пространственными зарядами лавины электронов и остова положительных ионов, таково, что в головке лавины размером ~ На результирующее поле равно нулю, а впереди лавины и на расстоянии ~1/а сзади лавины поле резко усиливается, число электронов сначала при az ~ 15 -г- 16 растет несколько медленнее, чем по экспоненциальному закону ехр (аz), затем несколько быстрее при az ~ 18 19 и затем растет уже значительно медленнее в ре-
зультате уменьшения числа ионизирующих электронов при образовании стримера.
Уменьшение количества ионизирующих электронов автоматически приводит к уменьшению интенсивности фотоионизации. Поэтому если до образования стримера условие самостоятельности разряда для всего промежутка не выполнилось, то при образовании стримера при az> 20 оно уже никогда не выполнится. Поэтому разряд может продолжаться лишь в том случае, если усиление поля и связанное с этим усилением увеличение а компенсирует уменьшение интенсивности фотоионизации.
Другими словами, если без учета искажения поля новые лавины от фотоэлектронов слишком малы, чтобы продолжить процесс, то при достаточно сильном добавочном поле, созданном пространственным зарядом, разряд все же может продолжиться. Для этого нужно такое добавочное поле на конце стримера, чтобы лавины от фотоэлектронов, которые возникли на пути начальной лавины, усилились и создали фотоионизацию газа, эквивалентную фотоионизации от начальной лавины. Относительное число таких фотоэлектрон-
220
ных лавин, очевидно, невелико, так как диаметр начальной лавины ~ 1/ос0. Кроме того, вероятность образования фотоэлектрона на боль-шом расстоянии от начальной лавины на ее пути, т. е. около катода, определяется малым телесным углом ~(ос0/)~2, и потому мала (ос0—коэффициент ионизации в неискаженном поле). Это означает, что усиление фотоэлектронных лавин полем пространственного заряда должно быть большим, а так как это поле велико лишь в области размером ~1/ос0, то в этой области должно быть ос > ос0.
Влияние фотоэлектронов, возникших вблизи области усиленного поля, возрастает еще и потому, что за время движения лавины, созданной вблизи катода, до этой области каждая лавина, созданная вблизи области усиленного поля, успеет пересечь эту область, воспроизвестись при помощи фотоионизации, снова пересечь и т. д. На основании приведенных рассуждений можно говорить о возникновении самостоятельного разряда в области усиленного поля.
