Главное меню
Главная О сайте Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги
Аналитическая химия Ароматерапия Биотехнология Биохимия Высокомолекулярная химия Геохимия Гидрохимия Древесина и продукты ее переработки Другое Журналы История химии Каталитическая химия Квантовая химия Лабораторная техника Лекарственные средства Металлургия Молекулярная химия Неорганическая химия Органическая химия Органические синтезы Парфюмерия Пищевые производства Промышленные производства Резиновое и каучуковое производство Синтез органики Справочники Токсикология Фармацевтика Физическая химия Химия материалов Хроматография Экологическая химия Эксперементальная химия Электрохимия Энергетическая химия
Новые книги
Сидельковская Ф.П. "Химия N-вннилпирролидона и его полимеров" ()

Райт П. "Полиуретановые эластомеры" (Высокомолекулярная химия)

Сеидов Н.М. "Новые синтетические каучуки на основе этилена и олефинов" (Высокомолекулярная химия)

Поляков А.В "Полиэтилен высокого давления. Научно-технические основы промышленного синтеза" (Высокомолекулярная химия)

Попова Л.А. "Производство карбамидного утеплителя заливочного типа" (Высокомолекулярная химия)
Книги по химии
booksonchemistry.com -> Добавить материалы на сайт -> Физическая химия -> Велихов Е.П. -> "Физические явления в газоразрядной плазме" -> 34

Физические явления в газоразрядной плазме - Велихов Е.П.

Велихов Е.П., Ковалёв А.С., Рахимов А.Т. Физические явления в газоразрядной плазме — М.: Наука, 1987. — 160 c.
Скачать (прямая ссылка): fizyavleniyavgazovoyplazme1987.djvu
Предыдущая << 1 .. 28 29 30 31 32 33 < 34 > 35 36 37 38 39 40 .. 55 >> Следующая


Рис. 4.3. Распространяющиеся в плазме проводящие каналы

сразу по всей длине промежутка между электродами. Однако, как показали многочисленные эксперименты, неустойчивости несамостоятельного разряда инициируются в приэлектродных областях. Картина развития пробоя выглядит следующим образом (рис. 4.3): вначале на поверхности катода в области катодного пятна появляется светящийся выступ, затем этот выступ распространяется* в виде ярко светящегося канала в основной объем разряда. Когда такой канал достигает противоположного электрода, ток в канале резко возрастает и развивается дуговой пробой газового промежутка. Поэтому в настоящем параграфе мы рассмотрим ряд механизмов распространения проводящего канала в плазме несамостоятельного разряда.

98 4.4.1. Механизм распространения проводящего канала при быстрой релаксации энергии электрического поля в Тепловую. Пусть вблизи катода уже сформировался хорошо проводящий канал с температурой газа в нем (где

Ta — температура газа в межэлектродном промежутке). Действительно, в области катодного пятна нормальная плотность тока при давлении газа порядка 100 Тор достигает величины 1 — І0 А/см2. Такая плотность тока в пятне может быть обеспечена только за счет того, что над катодным пятном существует область самостоятельной ионизации, где идет интенсивное размножение электронов. Поэтому электрическое поле в области над катодным пятном должно соответствовать параметру EiN^lOrlb В-см2, т. е. при давлении порядка 100 Тор напряженность электрического поля должна быть порядка 1—10 kB/см. Таким образом, плотность мощности электрической энергии, выделяющейся над катодным пятном, может достигать IO4—IO6 Вт/см3. Этого достаточно, чтобы за несколько микросекунд создать над катодным пятном область термически ионизованной плазмы, в которой проводимость значительно превосходит проводимость плазмы в основном объеме разряда.

Для определенности будем полагать, что область термически ионизованной плазмы имеет форму цилиндра длины I, радиуса R и заканчивается сферической головкой радиуса Rh. Поскольку проводимость плазмы в канале значительно больше проводимости плазмы в межэлектродном промежутке, можно считать, что поверхность, ограничивающая зону канала, эквипотенциальна. В этом случае электрическое поле вблизи головки Eh определяется соотношением E11« ^EJIRh, где I — длина канала, E0 — напряженность поля в межэлектродном промежутке.

В интервале значений E0, характерных для несамостоятельного разряда, величина Eh может быть недостаточной для появления самостоятельной ионизации у Головки канала. Однако распространение канала можно объяснить джоулевым нагревом газа вблизи головки; где велики поле и плотность тока. В результате этого нагрева над головкой появляется область термически ионизованной плазмы, тем самым длина канала увеличивается. Так как электрическое поле и плотность тока у головки спадают на расстоянии порядка Rh, то скорость распространения канала можно определить как

v = Rkix, (4.56)

4*

99 где т — характерное время нагрева газа до температуры, соответствующей его интенсивной термической ионизации..

Оценим характерное время нагрева газа т. Будем счи тать, что энергия, вводимая в плазму, релаксирует в тепло за время, меньшее, чем характерное время нагрева газа т. Так как скорость распространения головки меньше скоро-, сти звука, можно считать, что давление газа остается постоянным. В случае быстрой релаксации энергии в тепло уравнение (3.27) для температуры газа в области перед головкой имеет вид

1 dT._ У~1 inEh _ У— ' IoE0 е2 /4 C7V

T dt"' у P ~ у P^' К '

Здесь у — показатель адиабаты газа, /0, Eit— плотность тока и напряженность электрического поля в объеме несамостоятельного разряда, It=URh — электростатический коэффициент усиления поля у головки канала.

В уравнении (4.57) мы для простоты пренебрегли слабой (корневой) зависимостью проводимости плазмы от темпера-руры газа. Как видно из (4.57), температура газа вблизи головки возрастает экспоненциально с характерным временем т:

Г = Г0ехр(//т), где L=-Jzziijh^. (4.58)

Из (4.56), (4.58) следует, что скорость распространения проводящего канала

v = Izzihh*. (4.59)

У P Ян '

Видно, что скорость распространения канала пропорциональна квадрату его длины и обратно пропорциональна радиусу головки. Из (4.59) следует, что длина канала зависит от времени следующим образом:

I = , , где J- = Izzihhk.. (4.60)

1 —//tn Xn у р Rh к '

Необходимо заметить, что полученные выражения для скорости распространения канала справедливы*лишь в случае дозвуковой скорости движения канала. Это накладывает ограничение на длину канала, при которой справедливы написанные выражения. Однако характерное время про боя разрядного промежутка определяется начальным этапом процесса распространения канала и равно т„. Как видно, оно сильно зависит от параметра начальной неоднород

100 ности в разряде URh, сформировавшейся над катодным пятном.

Оценим скорость распространения канала. При плотности тока несамостоятельного разряда /0=ЮО мА/см2, напряженности поля E0=1 кВ/см, давлении газа 150 Тор, длине канала 1 см и радиусе его 0,2 см из (4.59) получаем значение скорости движения канала, равное по порядку величины IO4 см/с. Это значение скорости хорошо согласуется с наблюдающимся на опыте.
Предыдущая << 1 .. 28 29 30 31 32 33 < 34 > 35 36 37 38 39 40 .. 55 >> Следующая

Авторские права © 2011 BooksOnChemistry. Все права защищены.
Реклама