А. Г. Овсянников доктор технических наук, профессор, зав каф. Твн нгту А. А. Ким доктор технических наук, профессор, завлаб. Исэ со ран в. И. Курец доктор технических наук, профессор тпу Томский политехническ
 Скачать 2.62 Mb.
|
|
1.3. Виды ионизации Различают объемную и поверхностную ионизации. Объемная ионизация – образование заряженных частиц в объеме газа между электродами. Поверхностная ионизация – излучение (эмиссия) заряженных частиц с поверхности электродов. Объемная ионизация подразделяется 1) на ударную ионизацию 2) ступенчатую ионизацию 3) фотоионизацию 4) термоионизацию. Ударная ионизация – соударение электрона с нейтральным атомом или молекулой. Если к промежутку между электродами в газе приложено напряжение, то заряженные частицы, кроме тепловой скорости, приобретают под действием электрического поля направленную скорость V = kE , (1.8) где V – скорость, см/с; 12 k – коэффициент пропорциональности, получивший название "подвижность" (скорость дрейфа заряженной частицы в электрическом поле с Е = 1 В/см, [см 2 /(В·с) – размерность подвижности k ]): см 2 эл ⋅ ≈ k – подвижность электронов см ион – подвижность ионов Е – напряженность внешнего электрического поля, В/см. При этом кинетическая энергия частиц может быть существенно больше тепловой энергии и достаточной для осуществления ударной ионизации нейтральных частиц. Условие ионизации может быть записано в виде И 2 W V m ≥ ⋅ , (1.9) где m – эффективная масса заряженной частицы, кг ( кг – эффективная масса электрона 31 эл 10 1 9 − ⋅ = , m 27 прот 10 7 1 − ⋅ = , m кг – эффективная масса протона V – скорость движения заряженной частицы, мс И – энергия ионизации нейтрального атома или молекулы, эВ. Так как скорость электронов значительно больше скорости ионов, то ударная ионизация ионами малоэффективна и определяющей является ударная ионизация электронами. На риса приведена схема ударной ионизации электроном. Условием ударной ионизации электроном является И 1 эл 2 W V m ≥ ⋅ , где m эл – масса электрона V 1 – скорость электрона И – энергия ионизации молекулы (атома. Ступенчатая ионизация происходит тогда, когда энергия первого воздействующего на нейтральный атом или молекулу электрона приводит атом только в возбужденное состояние, те. энергия электрона недостаточна для ионизации. Воздействие второго электрона на возбужденный атом или молекулу приводит к ионизации. Время между воздействием первого и второго электронов должно быть не более времени нахождения нейтрального атома или молекулы в возбужденном состоянии. На рис. 1.3, б приведена схема ступенчатой ионизации. Условием ступенчатой ионизации является И 3 эл 2 1 эл 2 2 W V m V m ≥ ⋅ + ⋅ , где m эл – масса электрона V 1 , V 3 – скорости электронов И – энергия ионизации молекулы (атома. Для осуществления фотоионизации в объеме газа энергия фотонов, излучаемая возбужденными атомами или молекулами, должна быть больше энергии ионизации при поглощении фотона нейтральным атомом или молекулой. Этот процесс успешно осуществляется в смеси газов (воздух. При фотоионизации возможна и ступенчатая ионизация. На рис. 1.3, в показана схема фотоионизации. Электрон e 1 V 1 Молекула e 1 V 2 e 2 V 3 Ион e 2 а Электрон e 1 V 1 Молекула Ион e 1 V 2 e 3 V 3 e 2 e 2 e 1 V 2 e 3 V 4 e 2 V 5 б eV 1 Молекула Ион h ν Фотон в Рис. 1.3. Схемы объемной ионизации газа а – ударная ионизация б – ступенчатая ионизация в – фотоионизация е – элементарный заряд электрона (е = 1,6 ⋅ 10 –19 Кл) 14 Условием фотоионизации является И, где h – постоянная Планка ν – собственная частота фотона. Термоионизация обусловлена тепловым состоянием газа и может происходить в результате следующих актов 1) освобождения электрона при соударениях между атомами и молекулами при высоких температурах 2) фотоионизации нейтральных атомов и молекул, возбужденных в результате теплового взаимодействия при высоких температурах 3) ионизации при столкновении электрона с нейтральным атомом или молекулой при высоких температурах. В газе при тепловом движении происходит диссоциация молекул раньше, чем произойдет ионизация, т. к. энергия диссоциации меньше, чем энергия ионизации. В табл. 1.2 в качестве примера приведены энергия диссоциации и ионизации для некоторых газов. Таблица 1.2 Энергии диссоциации и ионизации Молекула Энергия диссоциации, эВ Атом Энергия ионизации, эВ O 2 5,17 O 13,6 N 2 9,77 N 14,5 Поверхностная ионизация (эмиссия электронов) осуществляется за счет 1) бомбардировки поверхности катода положительными ионами – вторичная электронная эмиссия (схема приведена на риса. Условие для выхода электрона с поверхности вых 2 ион ион, где ион – масса иона ион – скорость иона W вых – энергия выхода электрона 2) фотоэмиссии, те. лучистой энергии, облучающей катод, например, ультрафиолетового света, рентгеновского излучения, излучения возбужденных атомов и молекул в объеме газа между электродами 15 схема процесса фотоэмиссии приведена на рис. 1.4, б. При этом условие для выхода электрона с поверхности – вых W h ≥ ν , где h – постоянная Планка ν – частота излучения фотона W вых – энергия выхода электрона 3) нагрева поверхности катода – термоэлектронная эмиссия (схема приведена на рис. 1.4, в e Нагрев Ион h ν Фотон Катод E > 3 ⋅10 2 кВ/см а б в г Рис. 1.4. Схемы поверхностной ионизации а – ионизация ионом б – ионизация квантом света в – термоионизация; г – автоэлектронная ионизация 4) энергии внешнего электрического поля – автоэлектронная или холодная эмиссия (схема приведена на рис. 1.4, г) возможна при напряженности электрического поля более 3·10 2 кВ/см. Для реализации поверхностной ионизации необходимо, чтобы энергия воздействия была больше энергии выхода электрона из катода (W вых ). Энергия W вых ниже энергии объемной ионизации газа примерно в 2 раза и более и зависит от материала электрода. Для медных и стальных электродов в воздухе работа выхода составляет W вых = 4,5 эВ (сравни с табл. 1.2). 1.4. Лавина электронов Если в газе между двумя электродами, образующими однородное поле, появляется свободный электрон, то, двигаясь к аноду при достаточной напряженности электрического поля, он может ионизировать атом или молекулу газа при столкновении (см. риса. В результате этого появляется новый (еще один) электрон и положительный ион. Этот электрон вместе с начальным ионизируют новые атомы и молекулы, и число свободных электронов непрерывно нарастает. Этот процесс получил название лавины электронов. 16 Интенсивность размножения электронов в лавине характеризуется коэффициентом ударной ионизации α, равным числу ионизаций, производимых электроном на пути в 1 см по направлению действия электрического поля. Другое название коэффициента ударной ионизации – первый коэффициент Таунсенда. В процессе развития лавины одновременно с электронами образуются положительные ионы. Подвижность ионов значительно меньше, чем электронов, и за время развития лавины они практически не успевают переместиться в промежутке к катоду. Таким образом, после прохождения лавины электронов в газе остаются положительные, а в электроотрицательных газах и отрицательные ионы, которые искажают уменьшают или увеличивают) внешнее электрическое поле в промежутке. На рис. 1.5 приведено распределение напряженности электрического поля в промежутке при прохождении его лавиной электронов. Видно, что напряженность электрического поляна фронте лавины возрастает, в средней части, где находятся остающиеся положительные ионы, уменьшается, а вблизи катода — вновь незначительно увеличивается. E E Л x Л 2 S 1 x E E Л Рис. 1.5. Искажение электрического поля в промежутке, создаваемое лавиной 1 – средняя напряженность без лавины 2 – результирующая напряженность Для описания лавинного процесса необходимо определить число электронов в лавине. Предположим, что из катода за счет внешнего ионизатора вырывается n 0 электронов (например, n 0 = 1). На расстоянии x от катода число электронов возросло до n (рис. 1.6). Увеличение числа электронов dn на пути dx будет равно 17 dx n dn ⋅ ⋅ = α , (1.10) или dx n dn ⋅ = α . (1.11) Интегрируя (1.11) по n от 1 дои по x от 0 дополучим) В однородном поле, где коэффициент ударной ионизации α = const, т. к. напряженность в любой точке промежутка одинакова, будем иметь x n ⋅ α = ln , (1.13) или x e n ⋅ = α . (1.14) ат од Ан од Рис. 1.6. Схема определения числа электронов в лавине Выражение (1.14) дает значение электронов в лавине без учета их прилипания к нейтральным атомами молекулам. Это явление характеризуется коэффициентом прилипания η. Коэффициент прилипания зависит от рода газа (электроотрицательный или электроположительный). Тогда число электронов в лавине с учетом прилипания будет равно ( ) x e n ⋅ η − = α . (1.15) Если n 0 больше 1, тогда (1.15) будет иметь вид ( ) x e n n ⋅ − ⋅ = η α 0 . (1.16) Число электронов в лавине n > 10 7 18 1.5. Условие самостоятельности разряда После прохождения первой лавины в промежутке лавинный процесс может возобновляться, а может и затухнуть. Для возобновления лавинного процесса нужен хотя бы один вторичный эффективный электрон. Если этот электрон получается в результате внешнего ионизатора, разряд называется несамостоятельным, те. если убрать внешний ионизатор, то лавинный процесс не возобновится и разряд затухнет. Если же вторичный эффективный электрон возникает в результате прохождения первичной лавины, разряд называется самостоятельным. Разряд из несамостоятельного может перейти в самостоятельный, если увеличить приложенное к электродам напряжение. При самостоятельной форме разряда лавинный процесс возобновляется, поскольку сама первичная лавина (и последующие вторичные тоже) создает условие для возобновления процесса. Условия возобновления) оставшиеся после прохождения лавины положительные ионы, двигаясь к катоду, бомбардируют его и вызывают эмиссию электронов из катода 2) возбужденные атомы и молекулы, образующиеся наряду с ионизацией, испускают фотоны, которые могут приводить как к фотоионизации в объеме промежутка, таки к фотоэмиссии электронов из катода. Образующиеся таким образом вторичные электроны приводят снова к образованию лавин в разрядном промежутке. Количество положительных ионов, оставшихся в промежутке после прохождения лавины, равно количеству электронов в лавине (1.15), исключая начальный электрон, те. И. (1.17) Электроны, выбитые из катода, не все участвуют в образовании вторичных лавин. Часть электронов рекомбинирует с положительными ионами. Суммарный процесс образования вторичных электронов из катода характеризуется коэффициентом вторичной ионизации γ (второй коэффициент Таунсенда). Коэффициент γ зависит от материала катода, состава и давления газа, и всегда γ << 1. Количество вторичных электронов, образованных после прохождения первичной лавины, при самостоятельной форме разряда будет ( ) ( ) 1 1 γ η α ≥ − ⋅ ⋅ − S e . (1.18) 19 Уравнение (1.18) есть условие самостоятельности развития разряда в газовом промежутке. Оно показывает, что в результате прохождения первичной лавины необходимо образование, как минимум, одного эффективного электрона, способного зажечь вторичную лавину. 1.6. Образование стримера В процессе развития лавины непрерывно увеличивается число электронов и положительных ионов. С увеличением числа электронов в головке лавины возрастает напряженность на фронте лавины (см. рис. 1.5). На хвосте лавины напряженность понижена. Электроны в головке лавины останавливаются и могут рекомбинировать с ионами. При рекомбинации излучаются фотоны, которые способны вблизи хвоста первичной лавины ионизировать нейтральные молекулы, образуя вторичные лавины. Вторичные лавины, следуя по силовым линиями имея на головке избыточный отрицательный заряд (электроны, втягиваются в область положительного объемного заряда, оставленного первичной лавиной. Электроны вторичных лавин смешиваются с положительными ионами первичной лавины и образуют стример – область с наибольшей плотностью тока, которая, разогреваясь, начинает светиться, а наибольшая концентрация частиц (плотность тока) образуется вблизи катода. Картина образования стримера приведена на рис. 1.7. Для фотоионизации в объеме газа энергия фотонов должна быть больше энергии ионизации. Этот процесс успешно осуществляется в смесях газов, содержащих компоненты с относительно низкой энергией ионизации (в том числе ив воздухе. Бомбардировка катода положительными ионами эффективна при низких давлениях газа. 1 2 Рис. 1.7. Механизм развития катодного стримера 1 – электрод (катод 2 – канал стримера 3 – лавины 4 – движение фотонов 5 – электроны за счет фотоионизации 20 Критерием перехода лавинного разряда в стримерный является критическое число электронов в лавине. Расчеты показывают, что при числе электронов кр ≥ 10 7 –10 9 лавина переходит в стример. Для накопления такого количества электронов лавина должна пройти определенное критическое расстояние кр. Следовательно, с увеличением расстояния между электродами (свыше кр) лавина неизбежно перейдет в стримерную форму развития разряда. Необходимо отметить, что зависит от давления газа и его состава. кр. Закон Пашена Выполнение условия самостоятельности разряда (1.18) в однородном поле означает пробой всего промежутка. Приняв η = 0 и приравняв (1.18) единице, получим ( ) 1 1 γ α = − ⋅ ⋅S e , (1.19) или γ 1 1 α + = ⋅S e . (1.20) Прологарифмируем выражение (1.20) и преобразуем его относительно) Экспериментально установлено, что E P B Pe A 0 0 α − = , (1.22) где P – давление газа напряженность электрического поля коэффициент, зависящий от состава газа kT r A 2 0 π ⋅ = , где r – радиус молекул k – постоянная Больцмана Т – температура в градусах Кельвина 21 В – коэффициент, зависящий от энергии ионизации газа И 0 U A B = , где И – потенциал ионизации газа. Приравняв выражения для α (1.21) и (1.22), получим E P B e S P A 0 0 γ 1 1 ln − ⋅ ⋅ ⋅ = ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + . (1.23) Подставив в (1.23) S U E = , имеем U S P B e S P A ⋅ − ⋅ ⋅ ⋅ = ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + 0 0 γ 1 1 ln , или ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + ⋅ ⋅ = ⋅ γ 1 1 ln 0 0 S P A e U S P B . (1.24) Прологарифмируем выражение (1.24), тогда ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + ⋅ ⋅ = ⋅ ⋅ γ 1 1 ln ln 0 0 S P A U S P B . (1.25) Поскольку нас интересует напряжение, при котором произойдет пробой, приравняем U = ПР. Тогда из выражения (1.25) ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ = γ 1 1 ln ln 0 ПР. (1.26) Из уравнения (1.26) видно, что при неизменной температуре разрядное напряжение в однородном поле является функцией произведения давления P на расстояние между электродами S, те. ПР Эту закономерность впервые экспериментально обнаружил Пашен, и выражение (1.26) называется законом Пашена. Графически эта закономерность представлена на рис. 1.8. В приложении 1 на рис. П показаны кривые Пашена для воздуха, водорода и аргона. Необходимо отметить, что минимальные значения пробивных напряжений для разных газов различные, как видно из кривых. Это является экспериментальным подтверждением закона Пашена уравнение 1.26). Вид этой зависимости можно объяснить, исходя из физических представлений. При S = const увеличение давления, больше значения, соответствующего минимуму, приводит к увеличению числа столкновений электронов с нейтральными атомами и молекулами и, как следствие, к уменьшению его энергии, накапливаемой на длине свободного пробега. Следовательно, для возникновения ударной ионизации необходимо увеличение напряжения ПР. С другой стороны, при давлениях, меньших минимума пробивного напряжения ПР, увеличивается длина свободного пробега и накапливаемая электроном энергия, но уменьшается количество столкновений, что уменьшает вероятность ударной ионизации. Для ее увеличения необходимо, чтобы как можно большее число столкновений заканчивалось ионизацией. Для этого необходимо увеличивать энергию электрона на длине свободного пробега, те. увеличивать U ПР PS, U ПР , 50 % 0,1 мм рт.ст. см 5 10 50 100 кВ 0 ,2 0,5 1 10 Рис. 1.8. Графическое отображение закона Пашена для воздуха Закон Пашена в виде формулы (1.26) справедлив при нормальной температуре. Изменение температуры действует обратно изменению давления и должно учитываться при расчетах. В общем виде, с учетом изменения температуры, закон Пашена запишется так 23 ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ПР, или ПР, где T P , P P T T 386 0 δ 0 0 = ⋅ = , T – температура в градусах Кельвина. Тогда , δ Р ПР Д ПР ⋅ = U U где ПР Д – пробивное напряжение, приведенное к действительным условиям измерения ПР Р – пробивное напряжение, полученное при расчете по формуле Пашена. Экспериментальная кривая Пашена отличается от расчетной как в области очень малых значений PS, таки в области очень больших. В области очень малых значений PS отличие объясняется приближением к вакуумному пробою, при котором основную роль играют процессы на поверхности электродов, а не в объеме газа. При больших значениях PS отличие объясняется увеличением напряженности электрического поляна микровыступах электродов и увеличением вероятности возникновения лавин, что снижает U ПР На основании закона Пашена могут быть предложены способы повышения пробивного напряжения газов 1) увеличение давления больше атмосферного 2) уменьшение давления до значений, меньших, чем давление, соответствующее минимуму, вплоть до вакуума. В приложении 1, табл. П, приведены основные электрические характеристики некоторых газов при нормальных условиях. Видно, что существуют газы, у которых электрическая прочность выше, чему воздуха, в шесть и более раз. Это, как правило, электроотрицательные газы. Наиболее широкое распространение в энергетике получил элегаз. |