Теплофизика высоких температур, 2019, T. 57, № 2, стр. 174-182

ВВЕДЕНИЕ

Анизотропия сильных магнитных полей как в газе, так и в плазме вносит отличительные характеристики в развитие пробоя газов на всех его стадиях. Особый интерес представляют исследования влияния внешнего продольного магнитного поля на такие параметры разряда высокого давления, как энергию и мощность, выделяемые в разряде, температуру электронов и концентрацию частиц.

Несмотря на то что с пятидесятых годов ХХ столетия проводятся исследования с целью получения управляемой термоядерной реакции при использовании газоразрядной плазмы [1–3], существенного прогресса в получении и удержании высокотемпературной плазмы достигнуто не было. В первую очередь это связано с тем, что использовались разряды низкого давления и недостаточно сильные магнитные поля. Вместе с тем, как показывают недавние исследования, это вполне возможно в малом объеме при магнитных полях порядка нескольких сотен кЭ.

Вопросам формирования горячей плазмы при пробое газов высокого давления в продольном магнитном поле посвящена настоящая работа.

ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА

Экспериментальная установка состояла из двух независимых электрических схем, работающих синхронно при помощи блока синхронизации: генератора импульсных напряжений и генератора импульсных магнитных полей.

Разрядный промежуток облучался ультрафиолетовым (УФ) светом от искрового разряда, расположенного на расстоянии 5–7 см от оси основного разрядного промежутка. В этом положении подсвечивающая искра дает возможность сформировать концентрацию начальных электронов, одинаковую по оси и по сечению. При формировании УФ-ионизации использовалась система на тиратроне ТГИ1-400/16. УФ-излучение разряда с энергией 0.3–0.4 Дж доводит концентрацию затравочных электронов n₀ до 10¹²–10¹⁴ м⁻³.

Внешнее магнитное поле создавалось разрядом батареи конденсаторов через соленоид, внутри которого находился изучаемый промежуток. Параметры системы емкостной накопитель–соленоид подбирались по требованиям обеспечения квазистационарности внешнего магнитного поля (период магнитного поля напряженностью до 400 кЭ – порядка 600 мкс, а длительность импульса напряжения электрического поля – до 10 мкс). Конструкция соленоида выбиралась исходя из требуемой величины магнитного поля с обеспечением механической прочности и простоты конструкции. Регистрация излучения разряда осуществлялась через боковые отверстия в центральном витке соленоида (толщиной 1 см), который представлял собой цельнометаллическую систему из бериллиевой бронзы с числом витков 33, внутренним диаметром 0.8 см, индуктивностью L₀ = 5 × 10⁻⁶ Гн.

Спектр регистрировался с помощью кварцевого спектрографа ИСП-30, сочлененного со скоростным фоторегистратором ВФУ-1, а интенсивность отдельных спектральных линий – двойным монохроматором ДМП-4 в сочетании с фотоэлектронными умножителями ФЭУ-29, ФЭУ-79. Методика и оптическая схема, поясняющая принцип синхронизации записи спектра с электрическими параметрами разряда, описаны в работах [4, 5]. Спектры излучения формирующегося искрового разряда в Ar и He обладают достаточной интенсивностью и четко регистрируются, начиная с токов разряда 40–50 А, при соблюдении условий линейной зависимости оптической плотности почернения фотопленки от освещенности. Обработка производилась на основе компьютерной программы Mathcad.

Сочетание электрического и магнитного полей в экспериментах осуществляется следующим образом: вначале в промежутке включается сильное продольное магнитное поле, ориентирующее магнитные моменты атомов по направлению силовых линий магнитного поля Н (с периодом ~ 600 мкс), затем облучается промежуток ультрафиолетовым светом, создающим концентрацию электронов n_e = 10⁶–10⁸ см⁻³ с последующим наложением импульсного электрического поля (длительностью 1–10 мкс). Последовательно развивается во всем объеме промежутка лавинно-стримерная стадия, приводящая к формированию тлеющего свечения с концентрацией электронов 10¹⁴–10¹⁶ см⁻³; по мере достижения плазменным стримером поверхности катода происходит перераспределение электрического поля между катодом и анодом, в основном между плазменным фронтом и катодом. Усиленное электрическое поле приводит к образованию катодного пятна и дрейфу электронного пучка ( j = 10⁹ А/м³, n ≈ 10¹⁷ см⁻³, $v$ = 10⁵–10⁶ м/с) через плазму тлеющего разряда с образованием узкого искрового канала. При этом наблюдаются усиление электронной эмиссии и рост тока. Таким образом, в искровой канал радиусом r ~ 10^–2 см с электронным пучком вливается вся энергия, которая приводит к его резкому расширению. Учитывая, что скорость расширения искрового канала больше скорости диффузии силовых линий магнитного поля в плазму канала, расширяющийся плазменный фронт искрового канала смещает силовые линии магнитного поля, уменьшая его в центре и усиливая у электродов (катода и анода). Эта система приводит к ограничению энергетических потерь с одновременным увеличением внутренней энергии плазмы. Таким образом, в сильном продольном магнитном поле плазменный канал (образованный в результате дрейфа электронного пучка) приобретает свойства магнитной ловушки [1].

Плазму тлеющего разряда пронизывает электронный пучок, в котором электроны разворачиваются по углу и в системе появляются электроны с поперечной составляющей скорости ${{v}_{ \bot }}$ порядка общей скорости $v{\text{.}}$ При выполнении условия ${{v_{ \bot }^{2}} \mathord{\left/ {\vphantom {{v_{ \bot }^{2}} {{{v}^{2}}}}} \right. \kern-0em} {{{v}^{2}}}} > {{{{B}_{{\min }}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{B}_{{\min }}}} {{{B}_{{\max }}}}}} \right. \kern-0em} {{{B}_{{\max }}}}}$ [6] (где ${{B}_{{\min }}}$ и ${{B}_{{\max }}}$ – напряженности магнитного поля в канале и на торцах соответственно, см. рис. 1) они захватываются ловушкой, где осуществляется сильное плазменно-пучковое взаимодействие. Оно приводит к значительному увеличению поперечных размеров плазмы, а также к сильному нагреву энергичных электронов, захваченных в ловушку [2].

Как видно из фотографий свечения в разрядном промежутке на рис. 1а (подробнее данные результаты обсуждались в [7]), область разряда на электродах существенно меньше диаметра канала разряда в промежутке и не имеет тенденции к расширению на протяжении канально-дуговой стадии, что создает пространственное распределение магнитного поля, подобного пробкотрону (рис. 1в). Следует особо отметить, что требуемое распределение магнитного поля в малом объеме в отличие от пробкотрона Будкера–Поста [8, 9] получается “автоматически” при формировании дуговой стадии разряда в магнитном поле.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Формирование и развитие плазмы искрового канала по мере уменьшения омического сопротивления до нескольких Ом приводит к высокочастотному колебательному режиму напряжения и тока на промежутке $E = {{E}_{0}}\exp \left( {i{{\omega }_{{{\text{osc}}}}}t} \right).$ В данном эксперименте это частота ${{\omega }_{{{\text{osc}}}}} = {1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 {\sqrt {LC} }}} \right. \kern-0em} {\sqrt {LC} }}$ ~ ~ 10⁸ рад/с, где L ~ 10⁻⁹ Гн, С ~ 10⁻⁷ Ф. Можно сказать, что электрическое поле разогревает плазму, так как частота электрон-ионных столкновений ν_ei ~ 10¹³ c⁻¹ $ \gg $ ω_osc. За время полупериода колебания напряженности электрического поля происходят многократные столкновения электронов с ионами, приводящие к повышению тепловой энергии плазмы.

Внешнее продольное магнитное поле, удовлетворяющее условию замагниченности электронов, увеличивая плотность тока канала, проводимость, удельный энерговклад, напряжение горения квазистационарной дуги, уменьшает скорость расширения канала и поперечное интегральное излучение, радиальную амбиполярную диффузию. Увеличение скорости ввода энергии в искровой канал разряда высокого давления приводит к значительному повышению проводимости и температуры плазмы.

Расширение плазменной области поперек магнитного поля, давление которого р_Н = μ₀μН²/2 соизмеримо с газокинетическим давлением р_Т = = nkT_e плазмы, при наличии градиента поля на границе канала происходит с меньшей скоростью. Величина градиента определяется скоростью расширения и проводимостью плазмы. Так как скорость расширения плазмы канала значительно уменьшается во внешнем магнитном поле, из равенства газокинетического давления и магнитного можно оценить начальную температуру плазмы канала искры ${{T}_{e}} = {{\mu {{\mu }_{0}}{{H}^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{\mu {{\mu }_{0}}{{H}^{2}}} {2nk}}} \right. \kern-0em} {2nk}}.$ При Н = 8 × 10⁶ А/м, р = 3 атм, напряжении пробоя U_br = 5 кВ, d = 0.3 см получим ${{T}_{e}} \approx 4.8 \times {{10}^{6}}$ K (~400 эВ).

Как показали эксперименты, удельный энерговклад в формирующийся искровой канал за времена порядка ~10 нс с ростом давления, перенапряжения, напряженности магнитного поля Н увеличивается, приводя к повышению концентрации и температуры электронов. Времена установления термодинамического равновесия электронной и ионной компоненты в искровом канале составляют несколько наносекунд [4, 5].

Рассмотрим зависимость мощности, выделяемой при пробое газов, от напряженности магнитного поля. С этой целью был определен энерго-вклад в разрядный промежуток для случая пробоя аргона во внешних магнитных полях. При различных значениях напряженности внешнего продольного магнитного поля строились вольт-амперные характеристики пробоя, по которым определялся энерговклад в разрядный промежуток. Эксперимент проводился при р = 3 атм, U_br = = 7 кВ, перенапряжении 55%, d = 0.3 см [10].

Плотность тока в расширяющемся искровом канале достигает насыщения и, несмотря на быстрое расширение канала, остается постоянной. Это свидетельствует о том, что проводимость плазмы ограничена. В магнитном поле плотность тока на всех стадиях больше. Так, например, при Н = 200 кЭ через 100 нс после начала резкого спада напряжения плотность тока составляет 3.6 × × 10⁵ А/см², а при Н = 0–2.2 × 10⁵ А/см².

Проводимость плазмы канала за первые 100 нс возрастает до 80 (Ом см)^–1 и в дальнейшем практически не меняется. В продольном магнитном поле проводимость немного увеличивается (рис. 2). Быстрый рост проводимости плазмы искрового канала в первые 100 нс свидетельствует о возрастании степени ионизации. Поскольку в дальнейшем проводимость практически не меняется и слабо зависит от поля, то можно предположить, что к моменту установления максимальной проводимости степень ионизации плазмы близка к стопроцентной.

Температура электронов связана с проводимостью соотношением

Время передачи энергии от электронов к ионам $\tau _{{ei}}^{ * }$ ~ ${{\left( {\delta {{\nu }_{{ei}}}} \right)}^{{ - 1}}},$ где ${{\nu }_{{ei}}} = {{n}_{e}}{{\pi {{e}^{4}}\ln \Lambda \bar {\nu }} \mathord{\left/ {\vphantom {{\pi {{e}^{4}}\ln \Lambda \bar {\nu }} {{{{\left( {k{{T}_{e}}} \right)}}^{2}}}}} \right. \kern-0em} {{{{\left( {k{{T}_{e}}} \right)}}^{2}}}}$ – частота упругого соударения электрона с ионами, $\delta = {{2m} \mathord{\left/ {\vphantom {{2m} {{{M}_{i}}}}} \right. \kern-0em} {{{M}_{i}}}}$ (${{M}_{i}}$ – масса иона). При концентрациях заряженных частиц ~10⁻¹⁸ см⁻³ и Т_е ≈ 3 эВ частота электрон-ионных соударений ${{\nu }_{{ei}}}$ ~ 10¹³ с⁻¹, а время передачи энергии $t_{{ei}}^{ * }$ ~ ${{\left[ {\left( {{{2m} \mathord{\left/ {\vphantom {{2m} {{{M}_{i}}}}} \right. \kern-0em} {{{M}_{i}}}}} \right){{\nu }_{{ei}}}} \right]}^{{ - 1}}}$ ~ ~ 10⁻⁸ с. Таким образом, приведенные оценки показывают, что в искровом канале (n_e ~ 10¹⁸ см⁻³) через ~10⁻⁸ с происходит выравнивание температур Т_е ≈ Т_i, и плазма характеризуется единой температурой (1).

Соотношение между концентрациями нейтральных атомов n_a, ионов n_i и электронов n_e дается распределением Саха [11]

В (2) g_e, g_i, g_a – статистические веса электрона, иона и атома соответственно, U_i – потенциал ионизации атома.

Оценки с использованием температуры (1) показывают, что в канале искрового разряда плазма находится в состоянии, близком к стопроцентной ионизации. Максимальный энерговклад приходится на начало резкого спада напряжения (образование узкого канала и его расширение) в интервале времени 300–350 нс от переднего фронта, прикладываемого к промежутку высоковольтного импульса напряжения. Максимальная мощность ${{N}_{{\varepsilon \max }}},$ выделяемая в канале при различных значениях внешнего магнитного поля, а также соответствующие этому моменту времени сила тока и напряжение даны в табл. 1.

Для определения всей энергии W_ε, выделяемой в некотором интервале времени от t₁ до t₂, можно воспользоваться графиком мгновенных значений мощности и вычислить интеграл [11–13]

Значительная часть всей энергии, выделяемой в разрядном промежутке, приходится на интервал времени от 320 до 450 нс и составляет примерно 35–40% от всей энергии, т.е. выделение энергии носит взрывной характер. Как известно [12, 13], скоростью энерговклада в процессе развития канала определяются его радиус и скорость расширения:

Для аргона при давлении порядка атмосферного A = 1.1, М = 4.3 × 10^–3, N = 4.6 × 10^–1.

Для некоторого фиксированного момента времени t₀ на начальной стадии из (4) имеем

поскольку на этой стадии ${{W}_{\varepsilon }}({{t}_{0}}) = {\text{const}}{\text{.}}$ При Н = 0 и t₀ = 220 нс экспериментально найдено r(t₀) = = 0.63 мм, W_ε(t₀) = 5 × 10^–2 Дж. Расчет по формуле (5) дает r(t₀) = 0.6 мм.

Оценим проводимость и электронную температуру дуговой стадии сильноточного разряда в аргоне и воздухе в зависимости от напряженности внешнего продольного магнитного поля. Ввиду замагниченности электронов кинетические коэффициенты (электропроводности, диффузии, теплопроводности и др.) анизотропны. Но направленное движение заряженных частиц вдоль магнитного поля будет таким же, как и в отсутствие магнитного поля. Поэтому определим вначале экспериментально электропроводность плазмы разряда при отсутствии магнитного поля. Для этого воспользуемся следующим соотношением для определения падения напряжения на разрядном промежутке [12–15]:

Индуктивность канала L(t) рассчитывалась как индуктивность проводника цилиндрической формы с конечным сечением r и длиной d. Вычисляя векторный потенциал магнитного поля, определяемый током разряда, и потокосцепление с этим током, для случая однородной по сечению канала плотности тока при радиусе искрового канала r(t) $ \ll $ d получаем выражение для индуктивности канала [12]

Подставляя выражение для $L{\text{'}}(t),$ найденное из (7), в (6) и решая его относительно R(t), для активного сопротивления канала искры имеем

Величины U(t), I(t) и r(t) в правой части (8) непосредственно измеряются в ходе эксперимента. Проводимость канала искры в каждый момент времени находим по ее определению

Магнитное поле не влияет на направленное движение заряженных частиц вдоль поля. Однако оно облегчает условия пробоя в результате уменьшения поперечного коэффициента диффузии заряженных частиц [16]. В силу этого, а также за счет уменьшения скорости расширения канала во внешнем сильном продольном магнитном поле, проводимость плазменного канала искры вдоль поля ${{\sigma }_{\parallel }}$ в фиксированные моменты времени, отсчитанные от переднего фронта прикладываемого к промежутку импульса напряжения, будет зависеть от напряженности магнитного поля.

Так как спектральными методами для концентрации электронов в канале получено значение 10¹⁷−10¹⁸ см⁻³, то при рассматриваемых давлениях степень ионизации η = 10⁻¹−10⁻², т.е. плазма сильноионизована [16, 17]. В исследуемой квазистационарной стадии импульсного разряда высокого давления, когда энергетические потери в основном определяются излучением, зависимость электропроводности плазмы от температуры, которая отличается от известной формулы Спитцера поправочным множителем, учитывающим снижение электропроводности из-за неидеальности плазмы, позволяет записать [18–20]

где р – давление в атм, Т – температура в К, ${{\varepsilon }_{i}}$ – энергия ионизации газа, j – плотность тока. Построив по формуле (10) график зависимости ${{I(t)} \mathord{\left/ {\vphantom {{I(t)} {\pi {{r}^{2}}(t)}}} \right. \kern-0em} {\pi {{r}^{2}}(t)}}$ от T_e, можно по известному значению плотности тока в плазме канала – дуговых стадий – определить электронную температуру при различных значениях напряженности внешнего магнитного поля. Значения T_e(t), вычисленные по (10) для Ar и воздуха, показывают, что с ростом напряженности магнитного поля до 2.5 × 10⁵ Э температура дуговой стадии искры растет на ≥100% (680 нс) и ≥300% (800 нс).

Для индуктивности канала, вычисленной по формуле (7), имеем L ~ 10⁻⁹ Гн. Найденные экспериментально значения U(t), I(t) и r(t), а также вычисленные по (8) и (9) значения R(t) и σ(t) при Н = 0 для аргона и воздуха приведены в табл. 2 и 3 соответственно (в обоих случаях d = 0.03 см, р = = 1 атм, перенапряжение – 20%). Из табл. 2 и 3 видно, что при частотах ω = 10⁶−10⁷ c⁻¹ индуктивное сопротивление канала на три порядка меньше активного. В рассмотренном интервале времен скорость изменения тока полагалась постоянной и равной 10⁹ А/с.

В табл. 4 и 5 представлены электротехнические характеристики канала – дуговых стадий искры в аргоне при внешнем магнитном поле. Здесь проводимость плазмы канала ${{\sigma }_{\parallel }}$, которая в зависимости от степени ионизации по-разному связана с электронной температурой, возрастает с ростом напряженности внешнего магнитного поля.

Внешние источники электрической энергии, создающие полностью ионизованную плазму, на дуговых стадиях разряда высокого давления передают ее электронной компоненте плазмы, являющейся носителем тока. Ионы приобретают тепловую энергию в результате столкновений с электронами. Доля кинетической энергии электрона, которая может передаваться иону, не превышает 4m_e/m_i, где m_e и m_i – массы электрона и иона. Так как m_i $ \gg $ m_e, электрон должен несколько тысяч раз столкнуться для полной передачи энергии ионам.

Процесс обмена тепловой энергией между электронами и ионами в газоразрядной плазме идет параллельно с приобретением энергии в электрическом поле, и одновременно с уходом энергии из плазмы вследствие различных механизмов теплопередачи перепад температур между T_e и T_i уменьшается с увеличением концентрации частиц (увеличением давления), так как число столкновений между электронами и ионами в плазме растет пропорционально квадрату концентрации. При кратковременных импульсных разрядах высокого давления, особенно при наличии сильных продольных магнитных полей, образуется сильноионизованная горячая плазма [2].

Разряд в газах высокого давления обладает значительной яркостью. Определенная часть энергии, вкладываемой в разряд, идет на излучение. Внешнее магнитное поле, создавая упорядоченную структуру и ограничивая поперечное расширение плазмы разряда, как и в тлеющем разряде низкого давления [21, 22], приводит к увеличению концентрации заряженных частиц и к увеличению излучаемой энергии [1, 14].

Увеличивая удельную энергию и скорость ее ввода в плазму искрового канала, в сильном продольном магнитном поле можно повысить проводимость и температуру плазмы с целью получения интенсивного источника излучения в ультрафиолетовой области. Спектральный состав и интенсивность излучения искры на различных стадиях зависят от напряженности магнитного поля Н. С ростом Н максимум интенсивности непрерывного излучения смещается в коротковолновую область, а температура и концентрация электронов увеличиваются. Интегральная интенсивность излучения в диапазоне длин волн 250–550 нм из формирующегося искрового канала уменьшается [5, 23].

Экспериментальное исследование радиального распределения температуры в канале сильноточного разряда показало, что она распределена неравномерно [15]. Это обстоятельство позволяет предположить, что радиальное распределение газодинамических параметров в канале искры определяется в основном параметрами разряда. Исследования влияния внешнего продольного магнитного поля на плотность и температуру плазмы показали, что оно сводится к уменьшению неоднородности в распределении газодинамических функций. Следует отметить, что во внешнем магнитном поле, наряду с уменьшением интенсивности поперечного интегрального излучения, почти в два раза уменьшается скорость расширения плазмы искрового канала, что приводит к увеличению n_e и T_e. При этом основными механизмами рассеяния энергии являются тормозное и рекомбинационное излучения. Лучистой теплопроводностью в условиях эксперимента можно пренебречь.

Определение электронной концентрации и температуры из полученных спектрограмм, записанных с временны́м разрешением, производилось по штарковскому уширению спектральных линий и их относительной интенсивности. В этой связи была разработана методика записи спектра излучения разряда с временны́м разрешением для отдельных линий 10 нс [4, 5, 18].

Развернутый во времени спектр пробоя Ar приведен на рис. 3 при Н = 0 и 400 кЭ, E/p = = 9 В/(см Тор), р = 3 атм, d = 0.3 см. Излучение начальных стадий разряда фиксируется в течение первых 60–80 нс, затем регистрируется излучение искрового канала (20–30 нс), квазистационарной дуги (120–130 нс) и деионизации плазмы отдельных спектральных линий (до 1 мкс). Как показали результаты эксперимента, внешнее продольное сильное магнитное поле, ускоряя процесс формирования всех стадий разряда с одновременным повышением удельного энерговклада, температуры и концентрации электронов, приводит к появлению новых спектральных линий в коротковолновой части спектра. Из рис. 3 видно, что при увеличении напряженности внешнего продольного магнитного поля до 400 кЭ появляются новые спектральные линии: λ₃ = 279.67 нм (родий или осмий), λ₄ = 307.03 нм (марганец), λ₅ = 330.25 нм (цинк), λ₆ = 332.37 нм (аргон), λ₇ = = 335.64 нм (аргон), λ₈ = 340.15 нм (аргон), λ₉ = = 366.45 нм (аргон). В то же время линии λ₁ = = 310.43 нм и λ₂ = 314.48 нм, фиксируемые при Н = 0, в магнитном поле 400 кЭ исчезают.

Для измерения интенсивности излучения в различных диапазонах длин волн использовались численные методы моделирования на основе компьютерной программы Mathcad. Спектры излучения Ar были сняты в условиях линейной зависимости оптической плотности почернения фотопленки от освещенности. При Н = 0 и 400 кЭ (р = 3 атм, d = 0.3 см) регистрировалась спектрограмма участка 250–550 нм.

Анализ полученных данных показывает, что наложение внешнего продольного магнитного поля приводит к изменению интенсивности излучения спектральных линий и континуума как в длинноволновой, так и в коротковолновой областях спектра. Для длинноволновой области спектра характерен более поздний рост интенсивности излучения с ростом напряженности внешнего продольного магнитного поля.

На стадии квазистационарной дуги с увеличением Н максимум спектральной плотности излучения перемещается в область коротких длин волн: λ_max = 420 нм при Н = 0, λ_max = 400 нм при Н = 140 кЭ, λ_max = 370–380 нм при Н = 200 кЭ. Как видно из рис. 4, продольное магнитное поле влияет на спектральный состав излучения искрового канала.

Длительность интегрального светового импульса разряда составляет ~1 мкс, хотя некоторые линии атомарного аргона и некоторые ионные линии излучаются в течение 6–8 мкс. В продольном магнитном поле длительность импульса излучения искрового разряда перпендикулярно силовым линиям напряженности магнитного поля Н незначительно возрастает, интегральное излучение уменьшается (при Н = 200 кЭ в два раза) [5]. Степень влияния продольного магнитного поля определяется скоростью прорастания и расширения искрового канала. Скорость расширения является функцией энергии, вкладываемой в разряд. Следовательно, увеличение скорости ввода энергии приведет к росту влияния магнитного поля на характеристики искрового канала, в том числе и на спектральные. Этот результат может быть использован для формирования импульсов излучения с крутым передним фронтом (~10⁻⁷ с) и регулируемым спектральным составом. Кроме того, доля энергии, идущая на излучение, в магнитном поле возрастает, т.е. увеличивается к.п.д. излучения искрового канала за счет смещения максимума спектральной плотности излучения в магнитном поле в УФ-область.

Применение метода относительных интенсивностей спектральных линий позволило определить температуру плазмы объемного тлеющего разряда [24, 25]. Метод основан на том, что для плазмы в состоянии частичного локального термодинамического равновесия (ЧЛТР) подбирается отношение интенсивностей спектральных линий с общим энергетическим уровнем:

где f₁ – сила осциллятора линии длиной волны λ₁, ε₁ – энергия возбуждения, g₁ – отношение статических весов верхнего и нижнего уровней; для линии λ₂ соответствующие параметры обозначены индексом 2. Выражение (11) используется для линий одинаковой кратности ионизации.

Существуют определенные требования, которым должны удовлетворять спектральные линии, используемые для расчета температуры: параметры этих линий известны, отсутствует самопоглощение и т.д. В данном случае наиболее удобными оказались линии ArII – 448.18, 454.5, 480.6, 476.4, 484.7 нм. Во-первых, эти линии являются достаточно яркими в спектре излучения; во-вторых, для этих линий табулированы параметры [20], входящие в (11). Для большинства линий ионов аргона искажение профиля линии за счет самопоглощения невелико. Оптическая толщина при n_e ~ 10¹⁸ см⁻³ и kT = 3 эВ для линии 480.6 нм составляет 1 см, что намного больше характерного размера плазменного канала. Проверка самопоглощения линий совмещением каждой точки излучающего объема с его изображением также показала, что плазму в линиях можно считать прозрачной.

Наличие полного ЛТР в плазме искрового канала можно проверить по критерию Грима [19] для однородной нестационарной плазмы: если электронные плотности настолько велики, то микроскопические параметры плазмы, такие как электронная температура и различные плотности, практически не меняются за времена порядка времени установления равновесия

и также достаточно велики для выполнения критериев применимости ЛТР в однородной стационарной плазме, но в этих условиях в нестационарной плазме, действительно, достигается состояние ЛТР. Здесь n_a – концентрация атомов, $\varepsilon _{2}^{а }$ – энергия первого возбужденного уровня, ε₀ – энергия ионизации, f₂₁ – сила осцилляторов. Критерий установления локального термодинамического равновесия в стационарной плазме

Что касается диффузного канала, то здесь вряд ли можно говорить о полном ЛТР. Поэтому требование установления ЧЛТР приводит к времени установления

где n – главное квантовое число.

Время выравнивания температуры электронов и ионов можно определить по скорости передачи энергии от электронов к ионам. Частота электрон-ионных столкновений $\nu = {{n}_{e}}\pi {{e}^{4}}\bar {\upsilon }{{\ln \Lambda } \mathord{\left/ {\vphantom {{\ln \Lambda } {{{{(k{{T}_{e}})}}^{2}}}}} \right. \kern-0em} {{{{(k{{T}_{e}})}}^{2}}}},$ а время передачи энергии $\tau _{{ei}}^{ * } = {{(\delta {{\nu }_{{ei}}})}^{{ - 1}}}$ ~ $\frac{M}{m}\frac{{{{{(kT)}}^{2}}}}{{\pi {{e}^{4}}{{n}_{e}}\bar {\upsilon }}}.$

Для n_e ~ 10¹⁸ см⁻³ получим $\tau _{{ei}}^{ * }$ ~ 10^–8 с. Таким образом, при n_e ~ 10¹⁸ см⁻³ время выравнивания температуры электронов и ионов составляет ~10⁻⁸ с.

С момента замыкания промежутка ярким искровым каналом повышается температура плазмы канала.

Продольное магнитное поле на стадии расширяющегося канала (t = 300 нс) приводит к увеличению температуры. Это следует и из баланса энергии, так как доля энергии, идущая на расширение канала, в магнитном поле уменьшается, то доля, идущая на излучение и увеличение внутренней энергии плазмы должна возрастать. В этой связи представляется перспективным использование искрового разряда в магнитном поле в качестве импульсного источника излучения в УФ-области спектра.

На стадии медленного расширения канала, т.е. начиная с момента t = 500 нс интенсивность непрерывного излучения уменьшается, снижается также интенсивность ионных линий, в то время как яркость линий нейтрального аргона 394.89, 392.9 нм и линий алюминия AlI – 302.9, 308.2 нм; AlII – 281.6, 280.2 нм возрастает.

Максимум излучаемой энергии в магнитном поле смещается в коротковолновую область спектра, что является следствием увеличения температуры плазмы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Подводя итоги, можно сделать следующие выводы:

1. Характерное время установления единой температуры и равновесной ионизации в плазме канала дуговой стадии разряда высокого давления составляет <10^–8 с.

2. На дуговых стадиях плазма характеризуется стопроцентной ионизацией.

3. Продольное магнитное поле приводит к увеличению плотности тока, проводимости плазмы и удельного энерговклада сильноточного разряда (на стадии резкого спада напряжения и роста тока).

4. Скорость расширения канала определяется скоростью ввода энергии и увеличивается с ростом давления и перенапряжения. Внешнее продольное магнитное поле уменьшает скорость расширения канала.

5. В сильном магнитном поле интегральное излучение искрового канала в диапазоне 200–600 нм вдоль канала увеличивается почти в два раза с одновременным уменьшением перпендикулярно каналу.

6. Увеличивая скорость ввода энергии во внешнем продольном магнитном поле, можно увеличить удельную мощность, проводимость и температуру плазмы до значений, необходимых для получения высокотемпературной плазмы в малых объемах с максимумом излучения в коротковолновой области спектра.

7. Возникновение новых спектральных линий на дуговых стадиях в сильном продольном магнитном поле связано с разогревом электронов, захваченных в пробкотрон.

Анализ экспериментальных данных позволяет сделать заключение, что можно получать горячую плазму при пробое газов высокого давления в коротких промежутках в сильных продольных магнитных полях для создания источника интенсивного ультрафиолетового излучения.