Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf

вения поля в плазму при пороговых условиях сравнима с радиусом

к поверхности разрядного столбика, обращенной к падающей вол­

Результаты расчета температур плазмы при различных сверх­ пороговых потоках электромагнитной энергии приведены в табл. 6. В табл. 7 даны значения соответствующих электродинамических параметров плазмы (расчеты эти также относятся к воздуху р = = 1 атмжК0 = 3 см). Вычисление скорости распространения волны разряда, опять-таки на основе решения [17], несколько более точного, чем в подразделе 24.5, дает типичные для теплопровод-

(у порога и -н>-0). Скорости распространения фронта разряда от­ носительно нагретого газа vKж (ро/Рк) и равны 2,5 и 8,7 м/сек соответственно. С измеренными на опыте скоростями согласуются значения vK, а не и. Это свидетельствует о том, что ситуация в ка­ кой-то мере близка к «горению» в трубе от закрытого конца, так же как и в случае бегущей лазерной искры (см. разделы 23, 24). Нагревающийся в разряде газ расширяется во все стороны, в том числе и в направлении движения фронта, так что волна разряда медленно распространяется по быстро движущемуся в ту же сто­ рону газу. Наблюдаемая на опыте скорость движения фронта разряда практически совпадает со скоростью движения холодного

Другое дело в плазмотроне, где разряд стабилизирован и стоит на месте, а в него втекает газ. Там в установившемся процессе волны сжатия, посылаемые расширяющейся плазмой в холодный газ, уже прошли, отразились от стенок трубы, и быстрое движение холодного газа перед фронтом разряда затухло. Плазма расши­ ряется только назад от фронта разряда, как при горении в трубе с закрытым передним, но открытым задним концом, куда исте­ кают продукты горения.

34.2 СВЧ-плазмотроны. Обращенная картина распростране­ ния СВЧ-разряда, весьма похожая на то, что происходит в индук­ ционной плазменной горелке, возникает в СВЧ-плазмотроне. Схема одной из первых и типичных конструкций была показана на рис. 6.3, в и обсуждалась в связи с вопросом о поддержании плотной плазмы СВЧ-полем (см. раздел 31). По трубке, пересе­ кающей волновод, продувают газ обычно таким же закрученным потоком, как и в индукционных плазмотронах (чтобы отжать

274

разряд от стенок). Скорости осевого течения имеют порядок 10— 100 см/сек. Применяют СВЧ-излучение с длинами волн Х0 ~ 12 см; в плазму в таких конструкциях вкладывают мощность порядка нескольких киловатт. СВЧ-плазмотроны обладают тем достоинством, что в них достигается очень высокий к.п.д. — до 90%. Как говорилось в разделе 31, для уменьшения потерь мощ­ ности иногда за разрядом ставят отражатель. В работе Л. М. Бал­ тина, В. М. Батенина, И. И. Девяткина, В. Р. Лебедевой и Н. И. Цемко [18] отмечается, что на уменьшение потерь влияет еще и то, что падающая волна, дойдя до трубки, пересекающей волновод, «заворачивает» в трубку. Посередине трубки горит раз­ рядный столб, и там для СВЧ-волны образуется нечто вроде ко­ аксиальной линии. Дополнительное поглощение в плазме про­

исходит за пределами волновода [18].

Температуры в плазменной струе, генерируемой в СВЧ-плаз- мотронах, не получаются высокими, они обычно равны 4000— 6000°. Как было разъяснено в подразделе 24.4 и показано путем прямого расчета на примере индукционного разряда в разделе 33, температура, которая достигается в плазме, почти не зависит от судьбы выделившейся энергии, отводится ли она в стенки труб­ ки или затрачивается на нагревание новых порций продуваемого газа. Поэтому все результаты, касающиеся температуры плазмы и полученные в разделе 31 при рассмотрении статического режима, полностью переносятся и на СВЧ-нлазмотрон.

В работе Л. М. Балтина, В. М. Батенина, В. Р. Гольдберга, И. И. Девяткина и Н. И. Цемко [19], вообще говоря посвященной экспериментальному исследованию СВЧ-разряда в азоте при ука­ занной выше геометрии, задача о волне разряда, поддерживаемого электромагнитной волной, решалась численными методами. Урав­ нения (6.41), (6.31), описывающие режим без потерь, превращались в интегральное уравнение

о

ичисленно искалось решение, отвечающее условию баланса энер­ гии (6.42). Расчеты были сделаны для широкого интервала частот, включая высокочастотный диапазон. Численные результаты в об­ щем сходны с теми, которые приводятся в разделах 31, 33.

Что касается конфигурации фронта «пламени» в СВЧ-плазмо- троне и процесса превращения холодного газа в плазму, то надо полагать, что процесс здесь протекает в общем так же, как и в индукционном плазмотроне, так как гидродинамические условия

игеометрия области тепловыделения в обоих устройствах при­ мерно одинаковы.

В статье Л. М. Блинова, В. В. Володько, Г. Г. Гонтарева, Г. В. Лысова и Л. С. Полака [20], которая специально посвя­ щена вопросам конструирования и теории СВЧ-плазмотронов,

275

описан плазмотрон совершенно иной и оригинальной койструкции, которую авторы считают весьма перспективной. Разряд горит на оси волновода круглого сечения (радиуса R = 5 см и длины несколько десятков сантиметров), по которому распро­ страняется СВЧ-волна й’ох-типа (Я0 = 12,5 см). Внутренняя по­ верхность волновода и внешняя поверхность проводящего плаз­ менного столба на оси (г0 ^ 1 см) образуют коаксиальную линию для электромагнитной волны (рис. 8.4). Вдоль волноводной трубы

Рис. 8-4. Схема «коаксиаль­ ного» СВЧ-плазмотрона

Разрядный столб и плазменная струя заштрихованы

закрученным потоком продувается газ, и это стабилизирует раз­ ряд. Волноводная труба заканчивается соплом, через которое вытекает плазменная струя. В этой системе генерируемая мощность поглощается плазмой почти полностью и достигается более вы­ сокая температура, чем в плазмотроне с поперечным дутьем.

Вычислим температуру плазмы в разряде такого типа. Это можно сделать с помощью уравнений, о которых говорилось выше. Будем для простоты пренебрегать токами смещения,. так как частота в этой системе не очень велика, и считать скин-слой у поверхности плазменного цилиндра тонким (последнее выпол­ няется хорошо). Тогда температура плазмы Тк связана с радиаль­ ным потоком энергий в плазменный цилиндр S0 соотношениями (7.13) или (7.14), справедливыми для индукционного разряда. Поток S0 в свою очередь связан с погонной потерей мощности электромагнитной волны, бегущей вдоль коаксиальной линии (вдоль оси z). Последняя выражается через мнимую часть к"

276

проходящей через волновод Р :

Например, для воздуха при 1 атм, Д = 5 сж, r0 = 1 сж и мощности Р = 5 кет уравнение (8.12) дает Т ^ 5000°. Для X = = 12,5 см по формуле (8.11) получается 1/2к" = 28 см. Эти ре­ зультаты неплохо согласуются с опытом [20].

35.Волны ионизации в волноводах

35.1.Режим, связанный с диффузией резонансного излучения.

Вработах Ветке, Рэсса и Фромэна [21—23] был обнаружен и детально исследован на опыте следующий эффект. Если в волно­ воде, наполненном инертным газом, у конца, далекого от источ­ ника СВЧ-излучения, ударной волной или искровым разрядом создать локализованную плазму, плазменный фронт отрывается от начального места и быстро движется по направлению к источ­ нику. Опыты ставились в цилиндрическом волноводе радиуса 2,5 см и длиной более 1 м, на частоте 8,35 Ггц (Я0 = 3,6 см). Исследования проводились в ксеноне, криптоне и аргоне при низ­ ких давлениях, от 0,3 до 3 мм pm. cm. Эффект возникал уже при небольших мощностях СВЧ-излучения, пороги по потоку состав­ ляли всего 0,2—1 em/см2. Для пробоя газов в тех же условиях необходимо 40—200 вт/см2. При мощностях, меньших пороговых, плазменный фронт от начальной плазмы не отрывался. При уве­ личении СВЧ-мощности скорость фронта возрастала от несколь­ ких десятков метров в секунду вблизи порога до нескольких десят­ ков километров в секунду при потоках порядка 50 вт/см2, при­ ближающихся к пробивающим. Максимальные электронные плотности составляли 0,7 -^ 9 -1012 1/см3 и были, как правило, больше критической величины1 0,72-1012 1/см3.

Специальная проверка показала, что газ оставался неподвиж­ ным, т. е. распространение плазменного фронта имело характер волны ионизации. Это не удивительно, так как теплоемкость атом­ ного газа огромна по сравнению с теплоемкостью электронов — плотность атомов N ~ 1016 1/см3, тогда как Ne ~ 1013 1/см3, так что газ тяжелых частиц остается холодным. Механизм рас­ пространения был выяснен экспериментальным путем. Волновод перекрывали диэлектрическими пластинками, прозрачными для

1 Критическая плотность электронов в волноводе немного отличается от величины, соответствующей свободному пространству, которая определи ется формулой (1.23).

лития, который пропускает ультрафиолетовое излучение примерно до 1100 А, волна проникала и продолжала распространяться с той же скоростью. Отсюда можно было заключить, что в меха­ низме распространения плазменного фронта главенствующую роль играет ультрафиолетовое излучение с длинами волн в интервале X ж 1100 2000 А. Но именно в этом диапазоне, точнее, в диа­ пазоне ^1000—1500 А, лежат резонансные линии исследованных инертных газов. Так был сделан вывод о том, что распростране­

ние ионизационного фронта связано с диффузией резонансного излучения [23].

Перейдем к теоретическому рассмотрению волны ионизации, механизмом распространения которой служит диффузия резонанс­ ного излучения и которая поддерживается СВ Ч-излучением. Задача о таком режиме была сформулирована и приближенно решена в работе В. И. Мышенкова и автора [24] в связи с опытами Ветке и Рэсса. Примем простейшую кинетическую схему процесса: электроны набирают энергию в СВЧ-поле и возбуждают атомы на единственный резонансный уровень. Возбужденные атомы ионизуются также электронным ударом. Потенциал ионизации возбужденного атома /] раза в 3 меньше, чем потенциал возбуж­ дения /* , так что, если электроны в поле достигают энергии, до­ статочной для возбуждения, ее заведомо хватает и па то, чтобы ионизовать возбужденный атом. Напротив, прямая ионизация атомов из основного состояния практически не осуществляется. Для этого потребовались бы пробивающие поля, тогда как факти­ ческие поля гораздо меньше пороговых для пробоя. Возбуждение из плазмы передается в невозмущенные слои газа перед плазмой механизмом диффузии резонансного излучения, и любой элек­ трон, появившийся в этой области, набрав энергию от поля, про­ изводит ионизацию. Так перенос энергии возбуждения из плазмы в неионизованные слои способствует ионизации последних в не­ пробивающих полях. Первые электроны возникают за счет «посторонних» эффектов в результате фотоионизации возбужден­ ных атомов, фотоэффекта со стенок трубы и др.

Конечно, в ионизованном газе происходит множество других кинетических процессов: возбуждение метастабильных состояний, ударные переходы между метастабильными и резонансными уров­ нями, тушение возбуждения, последовательное повышение сте­ пени возбуждения, ассоциативная ионизация при столкновении высоко возбужденного атома и невозбуждепного с образованием молекулярного иона и т. д. Учет их привел бы к большому услож­ нению задачи. Между тем принципиальной роли они не играют и могут оказать только количественное влияние на скорости сум­ марной кинетики возбуждения и ионизации. Нас же будет инте­ ресовать именно принципиальная сторона дела. Рекомбинация электронов и потери, связанные с диффузией зарядов к стенкам, по оценкам несущественны; диффузия имеет амбиполярный харак­ тер и протекает медленно. Эти процессы приводят к распаду плаз­

278