Стримерный пробой с убегающими электронами, формирующий диффузные разряды в неоднородном электрическом поле | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/69

Стримерный пробой с убегающими электронами, формирующий диффузные разряды в неоднородном электрическом поле

Представлены результаты экспериментальных исследований формирования диффузных наносекундных разрядов в неоднородном электрическом поле в воздухе и других газах при давлениях 12.5-400 кПа. Исследования проводились с применением четырёхканальной ICCD-камеры, ультраскоростной стрик-камеры и высокоскоростных осциллографов. Установлено, что в резко неоднородном электрическом поле и при повышенных напряжениях в предпробойной стадии разряда в независимости от сорта газа (воздух, азот, аргон, водород, метан, неон, гелий) формируются стримеры шаровой формы. Получены данные о мгновенной скорости стримера в воздухе при различном напряжении, а также данные о токе смещения, вызванном перераспределением электрического поля в промежутке при формовании стримера. Зарегистрированы пучки убегающих электронов. Обсуждается механизм формирования анодо- и катодонаправленных стримеров при высоких перенапряжениях.

Streamer breakdown with runaway electrons, forming diffuse discharges in an inhomogeneous electric field.pdf Введение В последние годы возросло число работ, посвящённых исследованиям диффузных наносекундных разрядов в газах высокого давления в неоднородном электрическом поле. Это обусловлено как сложностью процессов, протекающих за короткое время в разрядном промежутке [1-15], так и практическим использованием плазмы атмосферного давления для различных приложений [16, 17]. В ряде работ было показано, что при пробое формируются стримеры, которые не приводят к контрагированию разряда при атмосферном давлении воздуха и других газов [1, 4-6, 11, 13, 15]. При отрицательной полярности электродов с малым радиусом кривизны формирование диффузных разрядов объясняют генерацией убегающих электронов [18]. Однако диффузные разряды формируются также при положительной полярности электрода с малым радиусом кривизны [19]. Полагается, что это обусловлено формированием стримеров с большими поперечными размерами (см. обзор [20] и ссылки в нём). Как показали исследования, проведённые в [21], диаметр стримеров и диффузного разряда с одиночного острия при межэлектродном зазоре 7 см может достигать 8 см. При стримерном пробое в однородном электрическом поле и малых перенапряжениях обычно наблюдается искровой разряд [22]. Цель данного обзора - обобщить результаты экспериментальных исследований наносекундных диффузных разрядов в неоднородном электрическом поле в газах высокого давления, полученные за последние два года в лаборатории оптических излучений ИСЭ СО РАН. Развитие пробоя в воздухе и других газах при давлениях 12.5-200 кПа, а также генерация пучков убегающих электронов были изучены с помощью четырёхканальной ICCD-камеры, ультаскоростной стрик-камеры и высокоскоростных осциллографов. В экспериментах проводились одновременные измерения оптических и электрических характеристик разряда, а также измерялись амплитудно-временные параметры тока пучка убегающих электронов. Кроме того, в одних условиях сравнивались полученные данные при положительной и отрицательной полярности электрода с малым радиусом кривизны. В работе продолжены исследования, предварительные результаты которых приведены в [23]. Экспериментальная аппаратура и методики измерений Эксперименты проводились на двух установках (рис. 1). На первой (рис. 1, а) проводились исследования оптического излучения плазмы разряда методами высокоскоростной съёмки, на второй (рис. 1, б) - исследования генерации убегающих электронов (сверхкороткий лавинный электронный пучок - СЛЭП [24]), а также исследования динамического тока смещения. Рис. 1. Установки: а - для исследования разряда методами высокоскоростной съёмки; б - для измерения тока пучка убегающих электронов, а также тока смещения При проведении экспериментов были использованы три высоковольтных наносекундных генератора 1 с различными параметрами импульсов напряжения. Генератор ГИН-50-1 [25] (№ 1) формировал импульсы напряжения положительной полярности регулируемой амплитуды (8- 25 кВ) c длительностью фронта τ0.1-0.9 ≈ 2.2 нс и длительностью на полувысоте τ0.5 ≈ 13 нс. Генератор ГИН-55-01 [25] (№ 2) формировал импульсы напряжения отрицательной полярности. При максимальной амплитуде ≈ 37 кВ длительность импульса на полувысоте составляла τ0.5 ≈ 1 нс, а длительность фронта τ0.1-0.9 ≈ 0.7 нс. Генератор ГИН-100-1 [25] (№ 3) также формировал импульсы напряжения отрицательной полярности. Амплитуда импульсов могла меняться от 15 до 35 кВ при τ0.5 ≈ 4 нс и τ0.1-0.9 ≈ 0.7 нс. Импульсы напряжения подавались на промежуток по высоковольтному коаксиальному кабелю длиной 3 м и волновым сопротивлением 75 Ом. Отметим, что указанные выше максимальные амплитуды импульсов напряжения регистрировались при согласованной нагрузке. Генераторы работали в моноимпульсном режиме за счёт внешнего запуска от генератора 2. Напряжение на промежутке измерялось с помощью ёмкостного делителя напряжения 3. На установках 1 и 2 высоковольтный электрод 4 был изготовлен из швейной иглы длиной 5 мм, диаметром основания 1 мм и радиусом закругления кончика иглы 75 мкм. В ряде экспериментов использовался трубчатый высоковольтный электрод диаметром 6 мм, изготовленный из фольги из нержавеющей стали толщиной 100 мкм, и генератор СЛЭП-150 [26]. Заземлённый электрод 5 был плоским. На установке 2 (рис. 1, б) заземлённый электрод 5 был изготовлен из медной фольги толщиной 0.5 мм, в центре которой было отверстие диаметром 10 мм. В отверстие устанавливались либо сетка, либо алюминиевая фольга толщиной 10 мкм. Разрядная камера была оснащена кварцевыми окнами 6 для вывода излучения. Ток разряда измерялся токовым шунтом 7, собранным из чип-резисторов. Развитие плазмы разряда вдоль оси разрядного промежутка с разрешением во времени десятки пикосекунд исследовалось с помощью стрик-камеры Hamamatsu C10910-05 8. Данная камера оснащается также спектрометром Acton SpectraPro SP-2300 («Prin¬ceton Instruments»), что позволяет исследовать временной ход излучения отдельных спектральных линий и полос из выбранной зоны разряда. С помощью четырёхканальной ICCD-камеры HSFC-PRO 9 осуществлялась съёмка разряда с разрешением во времени. Данная камера позволяет получать четыре последовательных изображения за один импульс. При этом одновременно осуществлялось измерение напряжения и тока разряда. Изображения с ICCD-камеры были синхронизованы с осциллограммами благодаря регистрации сигнала запуска первого канала камеры. Стрик и ICCD-камеры запускались от синхросигнала генераторов 1-3. В случае ICCD-камеры запуск регулировался подбором длины линии задержки 10, а в случае стрик-камеры - с помощью генератора задержек 10. Сигналы с 3 и 7, а также сигнал запуска ICCD-камеры регистрировались осциллографом 11. Данные с камер поступали на компьютер 12. В отдельной серии экспериментов на установке 2 (рис. 1, б) осуществлялась регистрация динамического тока смещения, вызванного перераспределением напряжённости электрического поля в промежутке при формировании и распространении стримера. Для этой цели в отверстие в электроде 5 устанавливалась сетка с размером ячейки 1×1 мм и пропусканием 67 %. В результате электрическое поле частично проникало в пространство между сеткой 5 и коллектором 13. Величина напряжённости электрического поля в этом пространстве определяется величиной напряжённости поля вблизи поверхности сетки Eс(t). Изменение во времени Eс(t) регистрируется коллектором 13 как ток смещения. Диаметр приёмной части коллектора составлял 20 мм. Обычно коллектор применяется для регистрации тока СЛЭП при отрицательной полярности высоковольтного электрода [15, 19]. Временное разрешение этого коллектора составляет 80 пс. Сигналы с 3 и 13 в этой серии экспериментов регистрировались цифровым осциллографом KeySight MSOS804A (8.4 ГГц, 20 ГСэ/с). При регистрации тока СЛЭП-отверстие в плоском электроде 5 закрывалось Al-фольгой толщиной 10 мкм. Расстояние между электродами 4 и 5 могло изменяться от 2 до 16 мм. Газоразрядная камера откачивалась и затем заполнялась воздухом с влажностью не более  30 %, а также азотом, аргоном, водородом, метаном, неоном и гелием. Большинство экспериментов было проведено при давлении газов 100 кПа. При измерении тока пучка убегающих электронов и динамического тока смещения с генератором СЛЭП-150М кроме коллектора, описанного выше, использовался второй коллектор с диаметром приёмной части 3 мм с длительностью переходной характеристики примерно до 13 пс [26] при использовании осциллографа LeCroy WaveMaster 830Zi-A (30 ГГц, 80 ГСэ/с). В данной работе исследования проводились как при пороговых для пробоя промежутка условиях, так и при высоких напряжениях, при которых время формирования было меньше 1 нс. Результаты и их обсуждение Пороговые для пробоя промежутка условия. Данный режим интересен тем, что время формирования разряда при пробое сантиметрового промежутка может достигать ≈ 10 нс. Это позволяет подробно исследовать особенности развития разряда с помощью ICCD- и стрик-камер, плавно переходя к более высоким напряжениям. Минимальное напряжение пробоя промежутка было достигнуто за счёт использования в качестве высоковольтного электрода швейной иглы. Электрическое поле у её острия достигало ~ 106 В/см при напряжении на промежутке ≈ 15 кВ. В этих условиях при разряде в воздухе в зависимости от того, когда стартуют процессы ионизации в промежутке относительно подачи напряжения, стример мог либо не успеть (рис. 2), либо успеть (рис. 3) пересечь промежуток (режимы 1 и 2 соответственно). Часто наблюдался режим холостого хода, когда в промежутке, вероятно, отсутствовали начальные электроны либо их число было мало. В данных экспериментах сторонние источники ионизирующего излучения не применялись. Рис. 2. Изображения свечения стримера, формируемого в промежутке остриё - плоскость, заполненном воздухом атмосферного давления (случай, когда стример не успел пересечь промежуток): К1-К4 - номера каналов ICCD-камеры (моменты их включения показаны на осциллограммах) (а). Осциллограммы напряжения (кр. 1) и тока (кр. 2); кр. 3 - ёмкостный ток, рассчитанный как C dU/dt (б) Рис. 3. Изображения свечения стримера, формируемого в промежутке остриё - плоскость, заполненном воздухом атмосферного давления (случай, когда стример успел пересечь промежуток): К1-К4 - номера каналов ICCD-камеры (моменты их включения показаны на осциллограммах) (а). Осциллограммы напряжения (кр. 1) и тока (кр. 2), кр. 3 - ёмкостный ток, рассчитанный как C dU/dt (б) На рис. 2 и 3 видно, что появление стримера сопровождается резким ростом тока в промежутке. Однако он также быстро спадает при увеличении размеров стримера. В режиме 1 (рис. 2), когда стример не пересекал промежуток, ток смещения, вызванный спадом напряжения на промежутке, в 2 раза превышает ток смещения, рассчитанный как произведение ёмкости промежутка C на скорость изменения напряжения dU/dt. Это указывает на увеличение ёмкости промежутка, когда он частично заполнен плазмой. В режиме 2 (рис. 3) при достижении стримером противоположного заземлённого электрода ток в промежутке снова увеличивается. Далее регистрируется сумма тока проводимости и тока смещения, вызванного уменьшением напряжения и имеющего противоположное направление. Как видно из рис. 3 (изображения с каналов К3 и К4), в финальной стадии стример имеет значительно меньшие поперечные размеры, чем в начале, и приобретает форму цилиндра. Это обусловлено как уменьшением напряжённости электрического поля на фронте шарового стримера при достижении им наибольшего размера, так и низкой напряжённостью электрического поля вблизи заземлённого электрода. Кроме того, на этой стадии развития стримера распределение электрического поля в незанятой плазмой части промежутка становится более однородным. В результате перенапряжение становится меньше. При высоких напряжениях, как будет показано ниже, шаровой стример, не изменяя своей формы, замыкает промежуток. Протекание заметного тока в промежутке при появлении в нём стримера обусловлено перераспределением электрического поля. При этом скорость, с которой перераспределяется электрическое поле, зависит от того, как быстро формируется стример. Ток смещения, вызванный формированием стримера, мы называем динамическим. Его также можно рассматривать как ток зарядки конденсатора, образованного фронтом стримера и заземлённым электродом, величина ёмкости которого меняется во времени [7, 13]. На рис. 4 представлены осциллограммы напряжения и динамического тока смещения, регистрация которого осуществлялась с помощью коллектора на установке 2 (рис. 1, б), помещенного за плоским электродом из сетки. При этом использовался осциллограф, имеющий бо́льшую полосу пропускания (8.4 ГГц), чем на установке 1 (500 МГц). На рис. 4 также представлены расчётные зависимости Ec(t) = (0)-1jdispl(t)dt, где Ec(t) - напряжённость электрического поля вблизи сетчатого электрода;  - диэлектрическая проницаемость воздуха; 0 - диэлектрическая постоянная; jdispl(t) - плотность тока смещения. Значения jdispl(t) брались в относительных единицах. Значения Ec(t) калибровались по данным, полученным из расчёта распределения напряжённости электрического поля в программе Elcut 4.1. Задавалась реальная геометрия промежутка без плазмы, что соответствует кривым 4 на рис. 4, б, в. При амплитуде импульса напряжения 16.3 кВ напряжённость электрического поля близи поверхности плоского электрода составляет 4.3 кВ/см. Рис. 4. Осциллограммы импульсов напряжения U (a) и динамического тока смещения I (б), регистрация которого осуществлялась на установке 2 (рис. 1, б); временной ход напряжённости электрического поля Ec(t) вблизи плоского электрода при различных вариантах развития стримера: 1 - стример пересёк промежуток; 2, 3 - стример не успел пересечь промежуток; 4 - режим холостого хода (в) Расчётные кривые на рис. 4, в показывают изменение напряжённости электрического поля близи поверхности плоского электрода. Из полученных данных следует, что в режиме холостого хода (рис. 4, в, кривая 4) временной ход Ec(t) в точности повторяет импульс напряжения. В тех случаях, когда газ вблизи острийного электрода начинает ионизоваться, напряжённость электрического поля вблизи плоского электрода резко нарастает, что обусловлено, как отмечено выше, быстрым перераспределением поля в промежутке. Время, за которое происходит быстрое перераспределение поля, можно оценить по данным рис. 4, б. Длительность фронта импульса динамического тока смещения составляет для всех трёх кривых 100 пс. По мере формирования стримера Ec(t) растёт (рис. 4, в, кривые 1-3). Кривая 1 рис. 4, в соответствует случаю, когда стример за время импульса успевает пересечь промежуток. Видно, что перед достижением стримером плоского электрода Ec(t) нарастает с увеличивающейся скоростью. Максимум Ec(t) составляет 33.5 кВ/см, что несколько выше порога пробоя воздуха при атмосферном давлении - 32 кВ/см [22]. Таким образом, пробой в этой части промежутка происходит в условиях малого перенапряжения. Этим объясняется уменьшение поперечных размеров стримера вблизи плоского электрода (рис. 3). Увеличение скорости нарастания напряжённости электрического поля (рис. 4, б, кривая 1) указывает на ускорение стримера в финальной стадии. После того, как газ вблизи плоского электрода ионизовался, напряжённость электрического поля резко уменьшилась. Кроме того, к этому моменту времени заканчивается импульс напряжения. Колебания на спадающей части Ec(t), как мы полагаем, могут быть обусловлены распространением волн ионизации в ионизованном газе в обратном и прямом направлениях, пока напряжённость электрического поля достаточна для этого процесса. Такие колебания не наблюдаются, если стример не пересёк промежуток (рис. 4, в, кривые 2, 3). Волны ионизации в ионизованном газе возникают из-за наличия градиентов концентрации электронов. Полученные данные также позволяют с высокой точностью оценить среднюю скорость стримера. Из кривой 1 на рис. 4, б можно точно определить моменты старта стримера и достижения им противоположного электрода. Так, средняя скорость стримера составила 9107 см/с. В общем случае, средняя скорости стримера менялась в диапазоне от 7107 до 11107 см/с. Как показывают результаты эксперимента, измерения достаточно простым способом динамического тока смещения дают возможность определять временной ход напряжённости электрического поля вблизи плоского электрода, исследовать особенности формирования стримера, а также оценивать его среднюю скорость. Из представленных данных о динамическом токе смещения следует, что скорость стримера меняется по мере его распространения в промежутке. Наибольшие скорости достигаются при старте стримера и на финальной стадии. Чтобы убедиться в этом, был проведён ряд экспериментов на установке 1 с применением стрик-камеры (рис. 1, а). По полученными стрик-изображениям, пример которого показан на рис. 5, а, была определена мгновенная скорость стримера (рис. 5, б). Рис. 5. Временная развёртка свечения разряда в воздухе атмосферного давления вдоль оси разрядного промежутка, полученная с помощью стрик-камеры на установке 1 (рис. 1, а) (а). Зависимость скорости стримера v(t) от времени при различном напряжении (б) Из рис. 5, а видно, что фронт свечения движется от острийного электрода к плоскому с меняющейся скоростью. Скорость стримера высока при его старте и при достижении им противоположного электрода. С ростом напряжения скорость стримера увеличивается (рис. 5, б). При этом средняя скорость стримера примерно в 5 раз меньше максимальных значений. Убегающие электроны. При разрядах в промежутках с неоднородным распределением электрического поля регистрируются субнаносекундные пучки электронов, прошедшие через анод, изготовленный из фольги. Характерные осциллограммы напряжения, тока разряда и тока СЛЭП при разряде в азоте различного давления представлены на рис. 6. Рис. 6. Осциллограммы импульсов напряжения U (а), тока разряда Id (б) и тока СЛЭП IСЛЭП (в), прошедшего через алюминиевую фольгу (анод) толщиной 10 мкм. Разряд в азоте при различном давлении (кПа): 1 - 12.5; 2 - 50; 3 - 100; 4 - 200 Видно, что при давлении азота до 100 кПa пробой происходит на фронте импульса напряжения. С ростом давления азота растёт время запаздывания и напряжение пробоя, а также убывает амплитуда тока СЛЭП. При давлении азота до 50 кПa СЛЭП не регистрировался за алюминиевой фольгой толщиной 10 мкм. Это объясняется тем, что электроны в СЛЭП имели энергию < 40 кэВ. С ростом напряжения пробоя при увеличении давления азота энергия электронов увеличивается. Максимальную энергию можно определить, как произведение eUm, где e - заряд электрона, Um - амплитуда напряжения. Однако с ростом давления азота уменьшается приведённая напряжённость электрического поля, а также растёт сила ионизационного торможения электронов, что негативно сказывается на общем числе убегающих электронов в СЛЭП. Кроме того, на эффективность генерации убегающих электронов оказывает влияние род газа: чем больше число электронов Z в молекуле или атоме, тем больше сила ионизационного торможения электронов. Максимальные амплитуды тока СЛЭП регистрировались в He и H2. При подаче на острийный электрод импульсов напряжения положительной полярности СЛЭП за плоским катодом из фольги не регистрировался, поскольку электроны направлены в сторону острийного анода. Формирование стримеров в условиях субнаносекундного пробоя. Исследования проводились на установке 1 с применением четырёхканальной ICCD-камеры. Поскольку минимальная длительность экспозиции камеры составляет 3 нс, при исследовании формирования стримеров при субнаносекундном пробое длина линии задержки выбиралась так, чтобы запуск каналов камеры осуществлялся на 2-3 нс раньше начала процессов ионизации. Благодаря джиттеру пробоя удалось получить изображения свечения стримеров на различных этапах его формирования. Однако в этом случае изображения не удалось синхронизовать друг с другом. При подаче на промежуток наносекундных импульсов напряжения обеих полярностей во всех исследуемых газах и во всём диапазоне давлений формировался диффузный разряд. На рис. 7 представлены изображения свечения стримера, формируемого в промежутке конус - плоскость длиной 3 мм, заполненном азотом атмосферного давления, полученные с помощью ICCD-камеры. Видно, что в промежутке формируется стример в форме, близкой к шару. Рис. 7. Изображения свечения стримера, формируемого в промежутке конус - плоскость длиной 3 мм, заполненном азотом атмосферного давления, в различные моменты времени предпробойной стадии разряда. Верхний ряд изображений соответствует положительной полярности (ГИН-50-1), нижний ряд изображений - отрицательной полярности (ГИН-100-1); A - анод, К - катод Особенность формирования стримера в условиях субнаносекундного пробоя при высоких перенапряжениях заключается в том, что он сохраняет шарообразную форму вплоть до замыкания промежутка. На рис. 8 представлены изображения свечения стримеров в других газах при отрицательной полярности острийного электрода, а также при положительной полярности в воздухе и аргоне. Видно, что при высоких перенапряжениях род газа не оказывает заметного влияния на геометрию стримера. Динамика формирования и распространения стримеров во всех газах была подобна. Поперечные размеры стримера зависят от давления газа и уменьшаются с его ростом. При давлении аргона, воздуха и азота 400 кПа иногда наблюдалось формирование двух стримеров с меньшими, чем в случае одиночного стримера, поперечными размерами. При использовании трубчатого высоковольтного электрода с острой кромкой во всех исследуемых газах и при всех давлениях формировалось несколько стримеров, распространяющихся в сторону плоского заземлённого электрода. Возможность формирования стримера с большими поперечными размерами подтверждается результатами теоретических исследований. Так, в работах [27, 28] было показало, что субнаносекундный пробой в неоднородном электрическом поле происходит вследствие формирования стримера, поперечные размеры которого достигают 1 см при межэлектродном зазоре 1.5 см. В работе [21] за счет использования импульсов напряжения с фронтом 300 пс и амплитудой до 300 кВ наблюдался стример с поперечными размерами ≈ 8 см. Рис. 8. Изображения свечения стримеров, формируемых в промежутке конус-плоскость длиной 3 мм, заполненном различными газами атмосферного давления; A - анод, К - катод Механизм формирования стримеров шаровой формы. Из полученных результатов следует, что при пробое промежутка остриё - плоскость наносекундными импульсами напряжения отрицательной и положительной полярностей формируется стример в форме шара, который с высокой скоростью перемыкает промежуток. Во всех исследованных газах стример появляется вблизи острийного электрода, а динамика его формирования существенно не отличается. Следовательно, в данных условиях наблюдаемая динамика формирования стримера должна описываться одним универсальным механизмом. При этом механизм должен объяснять высокие темпы ионизации газа, что подтверждается высокой скоростью распространения стримера, а также большие поперечные размеры стримера и отсутствие его ветвления. Как известно, при пробое в условиях высокого перенапряжения напряжённость электрического поля на фронте стримера/волны ионизации достигает величин, превышающих критические значение для перехода электронов в режим непрерывного ускорения. В этих условиях эффективная ионизация газа осуществляется электронами с энергией сотни электрон-вольт. Таким значениям энергии электронов как правило соответствуют максимальные потери энергии электронов. Электроны с энергиями сотни электронвольт - единицы килоэлектронвольт будем называть быстрыми. Наличие быстрых электронов в разрядах с высоким перенапряжением следует из расчетов в работах [29-32]. В работе [29] их было предложено называть «trapped»-электронами. С ростом расстояния от головки катодонаправленного стримера процесс набора энергии электронами замедляется, а на больших расстояниях прекращается, соответственно быстрые электроны не возникают. Однако быстрые электроны на фронте катодонаправленного стримера могут вызвать характеристическое и тормозное рентгеновское излучение, которое осуществляет предыонизацию перед стримером при его формировании в различных газах. Теоретически высокая эффективность генерации характеристического излучения при торможении убегающих электронов на лёгких газах была показана в работе [34]. Экспериментально характеристическое излучение было зарегистрировано при разряде в неоднородном электрическом поле в азоте и воздухе [35]. Отметим также, что рентгеновское излучение при положительной полярности электрода с малым радиусом кривизны было зарегистрировано в работе [36]. В случае отрицательной полярности острийного электрода предыонизация газа перед фронтом стримера осуществляется как быстрыми электронами, так и электронами с энергией десятки килоэлектронвольт и выше (убегающие электроны). Часть этих электронов регистрируется за анодом из фольги (рис. 6, в) [13, 18, 19, 24]. Отметим, что в работе [33] убегающие электроны регистрировались также через боковое окно разрядной камеры, в котором располагалась фольга, а за ней - коллектор. Заключение Проведённые комплексные исследования показали, что диффузный характер разряда в промежутках с неоднородным распределением электрического поля, заполненных как молекулярными, так и атомарными газами, обусловлен формированием стримера с большими поперечными размерами или формированием нескольких параллельных стримеров. Формирование стримеров сопровождается протеканием динамического тока смещения вследствие перераспределения электрического поля. Данный ток можно рассматривать, как ток зарядки «сжимающегося» конденсатора, образованного фронтом стримера и противоположным электродом. Временной ход динамического тока смещения коррелирует с данными о мгновенной скорости стримера: чем выше скорость стримера, тем больше ток. Установлено, что при использовании высоковольтного электрода в виде тонкой иглы замыкание промежутка проходит одиночным стримером шаровой формы, а при использовании трубчатого электрода с острой кромкой - несколькими стримерами с меньшими поперечными размерами. Показано, что скорость стримера принимает наибольшие значения при его старте, а также при приближении к противоположному электроду. Наименьшая скорость стримера соответствует достижению им максимального поперечного размера. Показано, что при высоких напряжениях формирование стримеров шаровой и цилиндрической формы не зависит от полярности острийного электрода. Кроме того, полярность импульсов напряжения не ограничивает формирование диффузного разряда в широком диапазоне экспериментальных условий.

Ключевые слова

displacement current, runaway electrons, ionization wave, streamer, breakdown in an inhomogeneous electric field, убегающие электроны, стример, ток смещения, волна ионизации, пробой в неоднородном электрическом поле

Авторы

ФИООрганизацияДополнительноE-mail
Тарасенко Виктор ФедотовичИнститут сильноточной электроники СО РАНд.ф.-м.н., зав. лабораториейVFT@loi.hcei.tsc.ru
Сорокин Дмитрий АлексеевичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., ст. науч. сотр.SDmA-70@loi.hcei.tsc.ru
Белоплотов Дмитрий ВикторовичИнститут сильноточной электроники СО РАНк.ф.-м.н., науч. сотр.rff.qep.bdim@gmail.com
Ломаев Михаил ИвановичИнститут сильноточной электроники СО РАНд.ф.-м.н., ведущ. науч. сотр.Lomaev@loi.hcei.tsc.ru
Всего: 4

Ссылки

Nguyen C.V., Van Deursen A.P.J., Van Heesch E.J.M., et al. // J. Phys. D: Appl. Phys. - 2009. - V. 43. - P. 025202.
Тарасенко В.Ф., Бакшт Е.Х., Бураченко А.Г., Ломаев М.И. // Прикладная физика. - 2016. - № 4. - С. 49.
Козырев А.В., Тарасенко В.Ф., Бакшт Е.Х., Шутько Ю.В. // Письма в ЖТФ. - 2011. - Т. 37. - Вып. 22. - С. 26-33.
Tarasenko V.F., Baksht E.K., Burachenko A.G., et al. // Plasma Devices and Operations. - 2008. - V. 16. - No. 4. - P. 267-298.
Köhn C., Chanrion O., and Neubert T. // Geophys. Res. Lett. - 2017. - V. 44. - P. 2604.
Köhn C., Chanrion O., and Neubert T. // Plasma Sources Scie. Technol. - 2016. - V. 26. - P. 015006.
Kunhardt E.E. and Byszewski W.W. // Phys. Rev. A. - 1980. - V. 21. - P. 2069.
Byszewski W.W. and Reinhold G. // Phys. Rev. A. - 1982. - V. 26. - P. 2826.
Babaeva N.Y., Tereshonok D.V., and Naidis G.V. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2016. - V. 25. - P. 044008.
Tarasenko V.F. and Rybka D.V. // High Voltage. - 2016. - V. 1. - No. 1. - P. 43-51.
Babaeva N.Y. and Naidis G.V. // Phys. Plasmas. - 2016. - V. 23. - P. 083527.
Efanov V.M., Efanov M.V., Komashko A.V., et al. // Ultra Wideband, Short Pulse Electromagnetics 9 / eds. by F. Sabath, D.V. Giri, F. Rachidi-Haeri, and A. Kaelin. - N.Y.: Springer Verlag, 2010. - Part 5. - P. 301- 305.
Тарасенко В.Ф., Орловский В.М., Шунайлов С.А. // Изв. вузов. Физика. - 2003. - Т. 46. - № 3. - С. 94-95.
Белоплотов Д.В., Ломаев М.И., Сорокин Д.А., Тарасенко В.Ф. // Изв. вузов. Физика. - 2017. - Т. 60. - № 8. - С. 40-45.
Райзер Ю.П. Физика газового разряда. - Долгопрудный: Интеллект, 2009. - 736 с.
Naidis G.V., Tarasenko V.F., Babaeva N.Y., and Lomaev M.I. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2018. - V. 27. - P. 013001.
Тарасенко В.Ф., Найдис Г.В., Белоплотов Д.В. и др. // Физика плазмы. - 2018. - Т. 44. - № 8. - С. 652-660.
Babich L.P. High-Energy Phenomena in Electric Discharges in Dense Gases: Theory, Experiment and Natural Phenomena. - Arlington, VA: Futurepast, 2003. - 353 p.
Runaway Electrons Preionized Diffuse Discharges / ed. by V.F. Tarasenko. - N.Y.: Nova Science Publishers, Inc., 2014. - 598 p.
Low Temperature Plasma Technology / eds. by P.K. Chu and X. Lu. - Boca Raton: CRC Press, 2014. - 481 p.
Белоплотов Д.В., Ломаев М.И., Тарасенко В.Ф., Сорокин Д.А. // Письма в ЖЭТФ. - 2018. - Т. 107. - Вып. 10. - С. 636-642.
Low Temperature Plasma. Fundamentals, Technologies, and Techniques / eds. by R. Hipler, H. Kersten, M. Schmidt, and K.H. Schoenbach. - 2nd ed. - Weinheim: WILEY-VCH Verlag GmbH&Co. KGaA, 2008. - 891 p.
Yatom S., Shlapakovski A., Beilin L., et al. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2016. - V. 25. - P. 064001.
Teunissen J. and Ebert U. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2016. - V. 25. - P. 044005.
Beloplotov D.V., Tarasenko V.F., Sorokin D A., and Lomaev M.I. // JETP Lett. - 2017. - V. 106. - No. 10. - P. 653-658.
Babaeva N.Y., Zhang C., Qiu J., et al. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2017. - V. 26. - P. 085008.
Tardiveau P., Magne L., Marode E., et al. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2016. - V. 25. - No. 5. - P. 054005.
Иванов С.Н., Шарыпов К.А. // Письма в ЖТФ. - 2016. - Т. 42. - Вып. 5. - С. 102-110.
Shao T., Tarasenko V.F., Zhang C., et al. // Rev. Sci. Instrum. - 2013. -V. 84. - P. 053506.
Lomaev M.I., Beloplotov D.V., Tarasenko V.F., and Sorokin D.A. // IEEE Trans. Dielectr. Electr. Insulat. - 2015. - V. 22. - No. 4. - P. 1833-1840.
Yatom S., Vekselman V., Gleizer J.Z., and Krasik Ya.E. // J. Appl. Phys. - 2011. - V. 109. - P. 073312.
Starikovskii A.Y. // IEEE Trans. Plasma Sci. - 2011. - V. 39. - P. 2602-2603.
Tardiveau P., Moreau N., Bentaleb S., et al. // J. Phys. D: Appl. Phys. - 2009. - V. 42. - Р. 175202.
Pancheshnyi S., Nudnova M., and Starikovskii A. // Phys. Rev. E. - 2005. - V. 71. - No. 1. - P. 016407.
Месяц Г.А. // УФН. - 2006. - Т. 176. - Вып. 10. - С. 1069-1091.
Pai D.Z., Stancu G.D., Lacoste D.A., and Laux C.O. // Plasma Sources Sci. Technol. - 2009. - V. 18. - No. 4. - P. 045030 (7 p).
 Стримерный пробой с убегающими электронами, формирующий диффузные разряды в неоднородном электрическом поле | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/69

Стримерный пробой с убегающими электронами, формирующий диффузные разряды в неоднородном электрическом поле | Изв. вузов. Физика. 2019. № 7. DOI: 10.17223/00213411/62/7/69