Исследование динамики катодного слоя после перехода тока дуги через ноль с использованием двумерной системы ленгмюровских зондов | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/5

Исследование динамики катодного слоя после перехода тока дуги через ноль с использованием двумерной системы ленгмюровских зондов

Предложена двумерная система миниатюрных зондов Ленгмюра, работающих в режиме электронного тока насыщения. С ее помощью исследовано пространственное распределение концентрации плазмы вблизи разрядного промежутка и динамика расширения слоя катод - плазма при переходе сильноточного вакуумно-дугового разряда через ноль тока. Предложенная методика и полученные данные актуальны для исследования процессов выключения тока в вакуумных сетевых выключателях.

Studying the dynamics of the cathode sheath after current zero moment using a two-dimensional system of langmuir probes.pdf Введение Успешное отключение аварийных токов высокой амплитуды вакуумным сетевым выключателем напрямую связано с присутствием последуговой плазмы [1]. Непосредственно с момента перехода тока через ноль на разрядном промежутке начинает нарастать напряжение обратной полярности - переходное восстанавливающееся напряжение (ПВН). При этом все напряжение оказывается сосредоточено в слое между катодом и плазмой. Очевидно, что плотность последуговой плазмы, ее пространственное распределение, а также динамика расширения слоя играют ключевую роль в успешном отключении. В настоящее время достигнут определенный прогресс как в измерении параметров плазмы и расширяющегося слоя катод - плазма с помощью ленгмюровских зондов [2-4], так и в численном моделировании динамики слоя [5, 6]. Для экспериментального исследования распределения концентрации плазмы и динамики расширения катодного слоя нами было предложено использовать пространственную структуру из нескольких ленгмюровских зондов, работающих в режиме регистрации электронного тока насыщения [2]. Однако эта структура была одномерной, она представляла собой набор зондов, расположенных вдоль вертикальной линии. Поэтому для восстановления двумерной картины приходилось передвигать линейку зондов в горизонтальном направлении. При этом из-за значительного разброса плотности плазмы и скорости расширения слоя от импульса к импульсу необходимо было усреднение измерений по большому количеству импульсов в каждом положении линейки зондов. Настоящая работа является логическим развитием методики, предложенной в [2]. Основная идея заключается в восстановлении двумерного распределения концентрации последуговой плазмы и двумерной динамики расширяющегося катодного слоя за один импульс c использованием двумерного набора миниатюрных ленгмюровских зондов. Методика эксперимента Эксперименты проводились на экспериментальном стенде, выполненном согласно синтетической схемы по Вейлю - Добке [7], имитирующей переходные коммутационные процессы при отключении аварийных токов короткого замыкания в реальных сетях. Данная схема генерирует один полупериод тока промышленной частоты (50 Гц) амплитудой до 15 кА. В процессе перехода тока через ноль формируется импульс ПВН амплитудой до 41.5 кВ с наперед заданной скоростью нарастания напряжения. В настоящей работе амплитуда тока составляла 8, 10 и 12 кА, амплитуда ПВН - 25 кВ, скорость нарастания ПВН - 1 кВ/мкс. Схема содержит калиброванные датчики для измерения тока дуги и напряжения на промежутке. Эксперименты проводились при остаточном давлении в камере ~ 10-5 Па, поддерживаемым магниторазрядным вакуумным насосом. Дуговой промежуток формировался двумя идентичными электродами торцевого типа диаметром 2 см. В качестве материала электродов использовался медно-хромовый композиционный материал CuCr35 [8]. Дуговой разряд инициировался размыканием контактов. Скорость подвижного электрода была практически постоянна во времени и близка к 1.3 м/c. Внешние магнитные поля не создавались. Зондовая система представляла собой девять одиночных ленгмюровских зондов, расположенных в массиве 3×3 (рис. 1, а). Каждый из зондов изготавливался из молибденовой проволоки диаметром 1.2 мм, вставленной в керамическую трубку с внутренним и наружным диаметром 2 и 4 мм соответственно. Зонд внутри трубки был отцентрирован так, чтобы вблизи рабочего торца не касаться стенок трубки (рис. 1, б). Наружный конец зонда был загнут в азимутальном направлении. Таким образом обеспечивалась достаточно большая площадь собирающей поверхности зонда без существенного ухудшения пространственного разрешения в радиальном и осевом направлениях. Поскольку плотность плазмы убывает с расстоянием от промежутка, площадь собирающей поверхности зондов была различна для каждой вертикальной линейки и зависела от расстояния промежуток - зонд. Геометрические параметры и площадь зондов приведены в таблице. Чтобы уменьшить площадь зонда, уменьшалась длина изогнутой части а (рис. 1, б) и диаметр зонда 2rc. а б в Рис. 1. Фотография двумерного набора зондов вблизи разрядного промежутка (а), схематичное изображение помещенного зонда в плазму (б) и электрическая схема питания одиночного зонда (в) Геометрические параметры зондов № зонда a, мм b, мм rc, мм Spr, мм2 1-3 2.7 1.2 0.45 7.57 4-6 4.3 1.6 0.58 15.6 7-9 6.2 1.7 0.6 23.6 Для диагностики относительно разреженной плазмы (с концентрацией ne ~ 1011 см-3) зонды работали в режиме электронного тока насыщения. С этой целью за 50-100 мкс до нуля тока дуги к зондам прикладывалось небольшое положительное смещение 15-30 В с использованием специальной многоканальной системы контроля и измерения тока в цепи зондов, упрощенная электрическая схема одиночного канала которой приведена на рис. 1, в. Экспериментальные результаты и их обсуждение Типичные осциллограммы тока и напряжения горения дуги и импульса ПВН представлены на рис. 2, а. В данной серии экспериментов амплитуда тока дуги составляла 8 кА. Контакты размыкались через 300 мкс после начала импульса тока. В начальный момент времени дуга горела в диффузном режиме, затем, начиная с t ~ 3.5 мс, переходила в режим с повышенным напряжением горения и анодным пятном 2-го типа [9]. Затем, в процессе обратного перехода (t ~ 9 мс), формировался анодный факел [10]. На рис. 2, б представлены осциллограммы зондовых токов вблизи перехода тока дуги через ноль (t = 10.628 мс). Видно, что токи на зонды различны по амплитуде и длительности и зависят от расстояния зонд - разрядный промежуток. Так, для зондов в первой линейке (зонды 1-3) токи на зонды выше при меньшей площади зондов по сравнению с зондами во второй и третьей линейках. Для зондов третьей линейки токи самые низкие, но при этом максимальные по длительности. Плотность плазмы (ne) в окрестностях каждого зонда можно найти исходя из известного выражения для плотности электронного тока насыщения: , (1) где ve = (8kTe/πme)1/2 - тепловая скорость электронов (при kTe = 3 эВ [4] тепловая скорость ve  108 см/с). Рис. 2. Осциллограммы тока, напряжения и импульса ПВН при проведении экспериментов (а) и осциллограммы токов на зонды после перехода тока дуги через ноль (б); CZ - момент перехода тока через ноль (t = 10.628 мс) С другой стороны, плотность тока , (2) где Ipr - ток на зонд; Se = 2πre(l+re) - площадь эмиссионной границы плазмы в окрестности зонда (см. рис. 1, б). Граница плазмы отделена от зонда слоем Ленгмюра, толщина которого зависит от приложенного напряжения к зонду и плотности плазмы. В наших условиях при плотности плазмы 1011 см-3 и выше толщина призондового слоя остается меньше 0.2-0.3 мм [2]. Таким образом, в наших условиях приближение тонкого призондового слоя выполняется, и мы можем использовать площадь зонда Spr в качестве оценки площади эмиссионной границы плазмы Se и, следовательно, использовать для реконструкции электронной плотности плазмы выражение . (3) Временно́е разрешение метода в нашем случае определяется длительностью установления слоя пространственного заряда в окрестностях зонда. Для оценки сверху ее можно принять равным времени пролета ионами данного слоя. При толщине слоя 0.2-0.3 мм и средней тепловой скорости ионов ~ 105 см/с время прохождения ионами слоя равно 0.2-0.3 мкс. На рис. 3 представлено двумерное распределение электронной концентрации плазмы в разрядном промежутке в различные моменты времени, восстановленное с использованием выражения (3). В момент перехода тока дуги через ноль (t = 10.628 мс, рис. 3, а) концентрация плазмы составляет величину ~ 31011 см-3 на расстоянии 4-5 мм от разрядного промежутка. Распределение плазмы в осевом направлении практически однородно. Через 9 мкс после нуля тока дуги (t = 10.637 мс, рис. 3, б) концентрация существенно снижается. Причем наиболее сильный спад концентрации (более чем на порядок) плазмы заметен вблизи последугового катода. Таким образом, в условиях роста ПВН на разрядном промежутке распределение концентрации соответствует образованию слоя катод - плазма. Эмиссионная граница плазмы движется как в сторону от разрядного промежутка, так и в направлении нижнего электрода (последугового анода). Рис. 3. Двумерное распределение плотности электронов в плазме, восстановленное из зондовых токов на рис. 2 с использованием выражения (3): а - непосредственно в момент перехода тока дуги через ноль; б - через 9 мкс после перехода тока через ноль Для прямой реконструкции динамики расширяющегося катодного слоя в условиях роста напряжения на промежутке использовался следующий подход. На осциллограммах зондовых токов (рис. 2, б) видно, что после перехода тока дуги через ноль зондовые токи плавно уменьшаются, но окончание тока связано с более резким обрывом (см. осциллограммы зондов 2-4 на рис. 2, б). Анализ закономерностей проявления таких обрывов дал нам основание полагать, что они связаны с освобождением зонда от плазмы в процессе расширения катодного слоя. Так, начало резкого обрыва тока зависит от расстояния электрод - зонд. Кроме того, замечено, что резкие спады зондовых токов отсутствуют, если к промежутку не приложен импульс ПВН (в этом случае последуговая плазма распадается без образования отчетливой обращенной к катоду эмиссионной границы). Таким образом, за момент прохождения границы плазмы через зонд мы принимали время, за которое ток на зонд уменьшится в 2 раза (с момента начала резкого обрыва). Эти времена были измерены для каждого зонда по осциллограммам с точностью до 0.1 мкс. Двумерная картина расширения катодного слоя, реконструированная с использованием такого подхода, приведена на рис. 4. Рис. 4. Положение границы расширяющегося катодного слоя в различные моменты времени после перехода тока дуги через ноль Как видно, скорость расширения границы слоя изменяется. На начальной стадии расширения (первые 10-11 мкс) скорость чуть больше 1 мм/мкс. Далее скорость расширения увеличивается. Эти данные сравнивались с данными, полученными нами ранее [4]. Так, при амплитуде тока дуги 8 кА и скорости нарастания ПВН 0.4 и 0.8 кВ/мкс скорость расширения катодного слоя составляла 0.67 и 0.87 мм/мкс соответственно. В нашем случае скорость роста ПВН составляет 1 кВ/мкс. Поэтому полученная средняя скорость расширения (1-1.3 мм/мкс) находится в хорошем соответствии с приведенными данными. Совокупность полученных данных подтверждает зависимость скорости расширения слоя от скорости нарастания ПВН. В целом, ход процессов вблизи нуля представляется следующим образом. Вследствие существования пороговых токов, лежащих в пределах 10 А для большинства известных металлов, дуга обрывается непосредственно перед нулем тока гармонического импульса. После нуля тока на промежутке начинает нарастать ПВН обратной полярности. Поскольку распад плазмы ограничивается ионным током, все напряжение оказывается сосредоточенным в слое между катодом и эмиссионной границей плазмы. Из плазмы на катод (через слой) протекает ионный ток, ограниченный пространственным зарядом, т.е. отбираемый ионный ток увеличивается с увеличением напряжения на слое (согласно закону «3/2») и уменьшается с увеличением протяженности слоя. В области эмиссионной границы плазма подвергается интенсивной «эрозии» за счет постоянного отбора ионов. Таким образом, движение границы плазмы (расширение катодного слоя) происходит тем быстрее, чем выше напряженность электрического поля в слое и ниже концентрация плазмы. При достаточно высокой концентрации и скорости нарастания ПВН основной риск обратных пробоев связан с инициированием катодных пятен на катоде в результате пробоя катодного слоя. Зондовые токи при наличии обратного пробоя межэлектродного промежутка могут нести информацию о характере пробоя. Один из случаев пробоя представлен на рис. 5. Ток дуги составлял 10 кА, анодное пятно было локализовано на правой стороне электрода (противоположной зондам). Как видно, после пробоя зондовые токи начинают нарастать с некоторой задержкой по времени, которая зависит от пространственного положения зондов. Измеряя эти задержки, можно получить дополнительную информацию по расширению плазмы в промежуток при пробое. Так, для первой колонки зондов (с первого по третий) задержка составляет от 2 до 4 мкс, для второй колонки - от 5 до 6 мкс и для третьей - 9-10 мкс. Таким образом, восстановленная скорость расширения плазмы составляет величину около 3 мм/мкс. Это значение значительно ниже известной скорости расширения катодной плазмы (~ 1 см/мкс) и, скорее, соответствует тепловой скорости тяжелых частиц (~ 1 мм/мкс). Рис. 5. Осциллограмма зондовых токов и импульса ПВН при пробое межэлектродного промежутка. Амплитуда тока дуги 10 кА Кроме того, для зондов первой линейки первый ток появляется на зонде 3, который расположен ближе всего к последуговому аноду. Затем появляется на зонде 2, потом на 1. Это означает, что максимальная плотность плазмы и скорость расширения достигаются для плазмы, локализованной не на катоде, а на аноде. Как мы предполагаем, это связано с более высокой плотностью пара вблизи последугового анода. Стоит отметить, что, несмотря на более высокую амплитуду тока дуги, величина токов на зонды в момент нуля тока была даже ниже, чем в первом случае (на рис. 2, б). Это иллюстрирует разброс от импульса к импульсу и зависимость зондовых токов от положения зондовой системы по отношению к каналу разряда. Вообще, как правило, плотность плазмы возрастала с увеличением амплитуды тока дуги. Общим условием образования резкого спада в зондовых токах было наличие и расположение анодного пятна в течение времени горения дуги и появление анодного факела перед переходом тока дуги через ноль. При отсутствии анодного факела токи на зонд прекращались относительно быстро и при этом без резкого обрыва в конце. Такая картина была характерна для дуги в присутствии внешнего аксиального магнитного поля, предотвращающего контрагирование канала разряда [11], или когда длительность горения дуги была относительно небольшой [12]. Заключение Использование двумерного набора одиночных цилиндрических зондов Ленгмюра позволяет восстановить распределение электронной концентрации плазмы и ее динамику вблизи разрядного промежутка в единичном импульсе. Концентрация плазмы в момент перехода тока через ноль составляет величину до 1012 см-3 в актуальных условиях эксперимента (при амплитуде тока дуги до 12 кА). Наличие резких спадов в зондовых токах позволяет восстановить динамику расширения катодного слоя после перехода тока дуги через ноль. Средняя скорость расширения слоя составила 1-1.3 мм/мкс при скорости нарастания ПВН 1 кВ/мкс.

Ключевые слова

high-current vacuum arc, cathode sheath, Langmuir probe, vacuum circuit breaker, сильноточная вакуумная дуга, катодный слой, зонд Ленгмюра, вакуумный выключатель

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Батраков Александр ВладимировичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., зав. лабораториейbatrakov@lve.hcei.tsc.ru
Дубровская Елена ЛеонидовнаИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр.selena@lve.hcei.tsc.ru
Попов Сергей АнатольевичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., ст. науч. сотр.popov@lve.hcei.tsc.ru
Шнайдер Антон ВитальевичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.т.н., науч. сотр.schneider@lve.hcei.tsc.ru
Всего: 4

Ссылки

Lavrinovich V.A., Popov S.A., Schneider A.V., and Batrakov A.V. // Proc. 26th Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (26th ISDEIV). - Mumbai, India, 2014. - P. 505-508.
Popov S., Schneider A., Dubrovskaya E., and Batrakov A. // Proc. 28th Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (28th ISDEIV). - Greifswald, Germany, 2018. - P. 259-262.
Khakpour A., Franke S., Methling R., et al. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2017. - V. 45. - No. 8. - P. 2126-2134.
Шнайдер А.В. и др. // Изв. вузов. Физика. - 2018. - Т. 61. - № 7. - С. 126-130.
Slade P.G. The Vacuum Interrupter. Theory, Design, and Application. - N.Y.: CRC Press, 2008. - Ch. 2.
Яковлев Е.В. и др. // Изв. вузов. Физика. - 2018. - Т. 61. - № 6. - С. 30-33.
Mo Y. et al. // Proc. 28th Inte. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (28th ISDEIV). - Greifswald, Germany, 2018. - P. 239-242.
Sarrailh P. et al. // J. Phys. D: Appl. Phys. - 2008. - V. 41. - No. 1. - P. 015203.
Шнайдер А.В., Попов С.А., Батраков А.В. // Изв. вузов. Физика. - 2013. - Т. 56. - № 7/2. - С. 373-378.
Klajn A. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2005. - V. 33. - No. 5. - P. 1611-1617.
Schneider A.V., Popov S.A., Batrakov A.V., et al. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2011. - V. 39. - No. 6. - P. 13349-1353.
Van Lanen E.P.A., Smeets R.P.P., Popov M., and Van der Sluis L. // Proc. 22th Int. Symp. on Discharges and Electrical Insulation in Vacuum (22th ISDEIV). - Matsue, Japan, 2006. - P. 212-215.
 Исследование динамики катодного слоя после перехода тока дуги через ноль с использованием двумерной системы ленгмюровских зондов | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/5

Исследование динамики катодного слоя после перехода тока дуги через ноль с использованием двумерной системы ленгмюровских зондов | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/5