Электроизоляция и разряд в вакууме - Сливков И.Н.
Скачать (прямая ссылка):
217
зоре, особенно при емкостной подпитке разряда, причем зависимость тк от г] или В немонотонна. Так, при г] =0,1; 1 или 10 Tk=0,25; 0,36 или 0,19 времени распространения плазмы; аналогично при 5 = 0,5; 1; 3 тк=0,6; 0,68; 0,52 соответственно.
Уменьшение времени коммутации с увеличением 1) или В приводит к двум следствиям. Во-первых, при одинаковой скорости расширения плазмы время коммутации заметно меньше
I г
OfS
0 0,2 0,4 OfS 0,8 U,отн. ед.
Рис. 69. Изменение тока при заполнении движущейся
плазмой межэлектродного зазора.
при заполнении зазора анодной плазмой, так как межэлектродный ток определяется ионами, поэтому проводимость меньше, а т] или В соответственно больше. При этом значительная часть времени распространения плазмы будет восприниматься как запаздывание разряда, например кривая /* при ^ = 10 на рис. 68. Во-вторых, из-за нелинейной зависимости гока в вакуумном зазоре от приложенного напряжения (закон «трех вторых») увеличение этого напряжения приводит при прочих равных условиях к уменьшению ц или В и, следовательно, к увеличению времени коммутации в том диапазоне параметров, где -тк падает с увеличением ц или В. Получается в некотором смысле парадоксальное явление: увеличение перенапряжения приводит к более длительному возрастанию разрядного тока.
При постоянной скорости распространения плазмы время коммутации тока должно быть пропорционально межэлектрод-ному зазору, а в процессе коммутации электрод, в сторону которого движется плазма, подвергается интенсивной бомбардировке электронами или ионами с внешней границы плазмы, ускоренными практически полным межэлектродным напряжением. Из табл. 54 и рис. 68 видно, что импульсная мощность потока этих ускоренных частиц существенно превосходит среднюю мощность разряда, а длительность этого мощного импульсного потока мала по сравнению с временем разряда.
Для распространения плазмы на весь разрядный промежуток до противоположного электрода необходимо, чтобы в лю-
218
бой момент времени на фронтальную поверхность плазмы за счет тепловой скорости vT поступало больше заряженных ча-
стиц, чем отсасывается током на противоположный электрод.
В частности, такое условие ДОЛЖНО ВЫПОЛНЯТЬСЯ и при /*Макс-
Это дает возможность оценить общее число частиц одного знака в плазме, которое необходимо для распространения последней на весь разрядный промежуток. Учитывая, что на единицу поверхности на границе поступает за счет теплового движения 0,25 vT п частиц, а число частиц в единице объема п убывает от источника плазмы как квадрат расстояния, можно записать следующее соотношение для необходимого общего числа заряженных частиц одного знака в распространяющейся плазме:
макс \ р Ti
Num = [4 — -----------+ (56)
Vr 1]
В этом выражении второй член правой части учитывает число частиц, необходимое для разрядки накопленного на емкости
Сш заряда; значения /*макс /tI приведены в табл. 54.
^макс
Когда источник плазмы расположен на аноде, то при прочих равных условиях rj и, согласно табл. 58, /*макСUi /1I боль-
макс
ше, чем при источнике плазмы, расположенном на катоде. Кроме того, для плазмы, распространяющейся от локального источника в виде вакуумной искры:
^T. Э ^ПД ^ Щ. н> (57)
где vT э, р-г.и — тепловые скорости соответственно электронов и ионов [303]. Таким образом, условия заполнения плазмой разрядного промежутка при движении плазмы от катода и от анода неодинаковые. В последнем случае требуемое количество плазмы значительно больше.
При минимальной энергии поджигающей искры, значения которой приведены в табл. 53, количество образующейся в поджигающей искре плазмы на несколько порядков меньше, чем необходимо для замыкания межэлектродного зазора. Поэтому необходимо, чтобы в результате последующих процессов на электродах образовалось значительно большее количество плазмы. Очевидно, что и при естественном пробое вакуумной изоляции сам инициирующий вакуумный пробой вряд ли в состоянии создать на том или другом электроде количество плазмы, достаточное, чтобы замкнуть разрядный промежуток. Другими словами, нужное количество плазмы образуется в результате каких-либо вторичных процессов, следующих за инициированием вакуумного пробоя.
Исследования, проведенные с наносекундными импульсами напряжения, убедительно показали применимость изложенной выше теории к развитию разряда при естественном пробое ва-
219
I
куумного промежутка. Как говорилось выше, при наносекунд-ных импульсах межэлектродный зазор заполняется плазмой, рожденной у катода. Измерение времени коммутации тока показало, что оно прямо пропорционально величине межэлектродного зазора и при зазоре 5 мм равно 157 для молибденовых, 165 для медных и 185 нсек для алюминиевых электродов. Отношение величины межэлектродного зазора к времени комт мутации, как и следует из теории, было несколько больше скорости распространения плазмы и, например, для графитовых и свинцовых электродов составляло соответственно 2,2 и 1,1 —
2 см)мксек [178]. Так же как и скорость распространения плазмы, время коммутации почти не зависит от напряженности в зазоре, хотя в работе [308] при малых зазорах было обнаружено некоторое возрастание времени коммутации с увеличением перенапряжения. Возможность такого аномального эффекта была показана выше при анализе теоретических кривых тока. Были замечены также некоторые расхождения теории и эксперимента, лежащие, однако, в рамках теории. Так, измеренная величина тока оказалась больше расчетной, что объясняется недостаточно корректным применением закона «трех вторых» при выводе формулы для тока, например выражения (53). Введение поправки к этому закону [309], учитывающей, что при ограниченной эмиттирующей поверхности плотность тока выше, чем при бесконечной (условие применимости закона «трех вторых»), позволяет согласовать расчетные и экспериментальные данные *.
