d	= 1 мм, r	= 0;3 U0 = 30 кВ, d = 1 мм, r = 0,8 мм; 4 U0 = 30 кВ, d = 2 мм, r = 0;5 U0 = 30 кВ, d =
2	мм, r = 2	мм; 6 U0 = 20 кВ, d = 4 мм, r = 0;7 U0 = 30 кВ, d = 4 мм, r = 0;б) U0 = 200 кВ, r = 0; 1

d = 7 мм; 2 d = 17 мм; r расстояние от оси разряда.

При достижении током определенного для данных U0 и d значения эмиссия электронов из факела становится неустойчивой. Например, в случае U0 = 30 кВ и d = 2 мм примерно через 40 нс после возникновения КФ появляются отдельные выбросы тока

длительностью 10-8 с и амплитудой, в 1.5 2 раза превышающей значение тока непосредственно перед выбросом. После выбросов ток уменьшается до значений, соответствующих монотонному росту без выбросов.

3.5 Ток аномальных положительных ионов в вакуумной искре

Плютто обнаружил положительные ионы в вакуумных искрах, которые двигались от катода к аноду, то есть в “аномальном” направлении. При напряжении на искре 7 кВ энергия ионов находилась в диапазоне 104-103 эВ. В последующей серии работ группы Плютто] изучались детали этого эффекта, а также излагались различные гипотезы этого необычного эффекта. Рассмотрим наиболее интересные результаты, полученные авторами при изучении искр с начальным напряжением до 300 кВ. Типичный спектр ионов искры представлен на Рис.3. 8

Рис.3.8 Спектр ионов вакуумной искры с медным катодом. Амплитуда напряжения 150кВ длительность 20нс

4.Вакуумная дуга

4.1 Общие свойства катодного пятна вакуумной дуги

К дуговым разрядам относятся все те формы разряда, которые характеризуются низкими значениями катодного потенциала, порядка первого ионизационного потенциала атомов

металла катода, и высокой плотности тока у катода, но при дополнительном условии, что скорость нарастания тока в разряде не превышает 107 А/с”. По данным , при скоростях нарастания тока порядка 108 А/с характер явлений у катода меняется. В частности, появляются интенсивные линии искрового спектра в свечении разряда. Этот процесс, как было показано нами во второй части монографии.сопровождается спонтанным образованием новых катодных пятен.

Для дуги характерны следующие особенности:

1.Низкое напряжение горения разряда, сравнимое с первым потенциалом ионизации атомов материала катода;

2.Большая плотность тока в области катодной привязки разряда;

3.Высокие концентрации заряженных частиц в прикатодной области;

4.Наличие порогового тока, ниже которого дуга гаснет;

5.Самопроизвольный обрыв тока дуги.

Вслучае вакуумной дуги единственным источником поставки частиц в промежуток является сам катод. Поэтому все своеобразие дуговой формы разряда целиком обусловлено процессами на катоде, в так называемом “катодном пятне”.

Если катод не был подвергнут специальной обработке по его очистке, то на его поверхности будет много диэлектрических пленок и включений. В этом случае в начальной стадии дуги на поверхности всех металлов возникают быстро перемещающиеся катодные пятна, которые называют пятнами первого типа Типичный пример таких пятен показан на рис. 4.1 (слева) Они существуют независимо друг от друга и приводят к

незначительной эрозии поверхности катода ( 10-6 г/Кл).

Спустя некоторое время после зажигания дуги (50-500 мкс при токе 70-100 А) наряду с пятнами первого типа появляются отдельные пятна больших размеров, у которых будет меньшая скорость перемещения . Это пятна второго типа рис. 4.1 (справа). Они всегда появляются на хорошо очищенных и обезгаженных поверхностях катода. Наконец, на поверхности остаются только пятна второго типа. Они производят значительно большую эрозию (~10-4 г/Кл).

Рис.4.1 Эрозионные следы кратеров первого и второго типа На катоде с примесями загрязнений и диэлектриков существуют пятна первого типа, а на

чистых катодных поверхностях пятна второго типа. Катодное пятно второго типа состоит из нескольких активно эмиттирующих участков, При токе выше порогового наблюдается самопроизвольное отмирание одних ячеек и образование новых за счет деления оставшихся. В результате чего катодное пятно в целом хаотически перемещается

4.2 Катодное падение потенциала и пороговый ток

Катодным падением потенциала Uк (КПП) называют наименьшее напряжение в катодной области дуги, которое, как известно, носит колебательный характер. Пороговым током iп (ПТ) называют ток, ниже которого дуга не зажигается.

Главной особенностью КПП является то, что их значения по порядку величины близки к потенциалу ионизации металла. То есть отношение Uк/Ui для всех металлов находится в

пределах 0,8 3.

Существует общая тенденция увеличения iп с ростом температуры кипения Тк. Однако, если построить просто график iп(Тк), то получается значительный разброс

экспериментальных точек. Существует еще зависимость iп от теплопроводности . которая описывается уравнением

iп = 0.52 10-3 Тк( ),

(4.1)

где имеет размерность кал см-1 с-1 С-1, Тк температура кипения в градусах Цельсия. Формула показывает, что в отличие от катодного падения пороговый ток дуги является функцией тепловых констант металла катода и совершенно не зависит от ионизационного потенциала металла

4.3. Сравнение катодных процессов искры и дуги

1. Дуга является завершающей стадией искры. Поэтому все методы возбуждения искры являются одновременно методами возбуждения вакуумной дуги. Они требуют возбуждения первичного эктона за счет микровзрыва на поверхности катода.

2.Оба процесса сопровождаются ионной эрозией. Например, для искры и дуги на медном катоде удельный унос массы в виде ионов составляет ~ 40 мкг/Кл Удельная

эрозия проволочных катодов из Cu, Al и W при tи = 10-8-10-6 с сравнима по значению с удельной эрозией квазистационарных вакуумных дуг.

3.Плазма катодных факелов по своим параметрам сравнима с плазмой катодных пятен дуги. В непосредственной близости от эмиссионной зоны на катоде концентрация плазмы может достигать величины порядка 1021 см-3 и более. Температура электронов в плазме дуги и искры по разным оценкам колеблется в пределах 2-4 эВ. В составе катодной плазмы присутствуют многозарядные ионы материала катода.

4.При умеренных значениях тока ( 102 А) плазма катодных факелов и катодная плазма вакуумной дуги расширяются от зоны эмиссии изотропно, причем скорость разлета плазмы обычно составляет величину порядка 106 см/с при дуговом и искровом разрядах. Полагается, что энергия, необходимая для разлета плазмы с такой скоростью, запасается в небольшой области, охватывающей эмиссионную зону на катоде и прилегающую к ней плазму, причем наибольшее энерговыделение происходит в плазме.

5.При взрывной эмиссии и большой скорости нарастания тока прикатодное падение потенциала не превышает нескольких десятков вольт, то есть сравнимо по величине с прикатодным падением в вакуумных дугах.

6.Для обоих явлений характерна высокая плотность тока в области катодной “привязки”. При искровом разряде плотность тока на катоде превышает 108 А/см2 Плотность тока в пятне порядка 108 А/см2 наблюдалась и в ряде экспериментов с импульсными и квазистационарными дугами.

7.Эрозионные следы на катоде при искре имеют вид кратеров микронных размеров

сзастывшими на брустверах микроостриями и характерной субструктурой. В принципе аналогичный вид имеют кратеры, оставляемые катодным пятном, что указывает на одинаковую природу их образования

8.В процессе функционирования катодного пятна дуги и искры катод покидают

жидкие микрокапли со скоростью до 5 104 см/с, что указывает на существование высокого давления на катод в области эмиссионной зоны. Интересно, что удельное число капель для искровой и дуговой фаз составляет величину порядка 107 Кл-1

9. Как при искре, так и при горении дуги установлен факт стимулирующего действия плазмы на процесс образования новых эмиссионных центров, приводящего к перемещению катодной “привязки” по поверхности катода.

4.4. Самопроизвольное погасание дуги

Время жизни дуги

Одним из до сих пор не объясненных феноменов дуги является ее самопроизвольное погасание. Причем оно происходит при токах, значительно превышающих пороговый. Время до погасания носит статистический характер, поэтому обычно требуется большое число наблюдений.

Экспериментально вычислялось число отсчетов N с продолжительностью разряда, превышающей то или иное значение t.. Полученное распределение их достаточно хорошо описывается функцией

	t
N N0exp -		,	(4.2)

то есть приближается к чисто случайному.

Устойчивость горения дуги

. Время не зависит от длины промежутка d Например, для ртутной дуги с жидким катодом при изменении d от 1 до 27 см это время не меняется. Время растет с ростом тока. Однако, при токе i много большем, чем пороговый, скорость роста меньше, чем при низких токах. На слаботочном участке экспериментально доказано, что зависимость (i) имеет экспоненциальный характер

0 exp i in ,	(4.3)
где iп пороговый ток дуги, 0	средняя продолжительность разряда при токе i = iп. что

Зависимость (4.3) является эмпирической.

Наложение магнитного поля, как и введение газовой среды, приводит к увеличению продолжительности существования дуги; В области слаботочного участка кривых (i) это увеличение достигается за счет увеличения ее угла наклона; Для влияния магнитного поля характерно изменение угла наклона кривой (i) как на слаботочном, так и на сильноточном участках. Влияние поля в области слаботочного участка учитывается в основном параметром , который может быть представлен с помощью эмпирической формулы

4,5 117,H 2 ,

(4.4)

где Н магнитное поле в килоэрстедах.

Влияние параметров разрядного контура на устойчивость дуги

Результаты измерений средней продолжительности существования дуги с жидким ртутным катодом в зависимости от тока при различных величинах напряжения U0 в контуре дуги представлены на рис. 2 и почти все имеют вид прямых линий в полулогарифмическом масштабе. Угол наклона увеличивается с ростом U0 приблизительно прямолинейно

Рис.4.2 Зависимость средней продолжительности горения дуги при различных величинах напряжения U0 источника энергии (сплошные кривые) и индуктивности

(пунктирные). 1 11,5 В; 2 30 В; 3 60 В; 4 90 В; 5 120 В; 6 60 В и 1 10 3 Гн; 7 60 В и 5 10 3 Гн.

1 8,6 10 3 U0 ,

(4.5)

где U0 измеряется в вольтах. Из (4.5) следует, что при U0, близких к напряжению горения дуги и катодному падению, время горения дуги не зависит от U0. На одну из возможных причин этого указывают пунктирные линии на рис. 4.2 для U0 = 60 В, но при включении

индуктивностей, равных 1 10 3 и 5 10 3 Гн. Как видно из сравнения этих кривых, включение индуктивности эквивалентно увеличению напряжения U0. При токе 1 А

индуктивность 10 3 Гн дает стабилизирующее действие, эквивалентное росту U0 на 50 В. Это означает, что на устойчивость дуги влияет э.д.с. самоиндукции.

4.5. Движение катодного пятна

Беспорядочное движение. Пятна первого типа

При функционировании катодного пятна происходит его движение характер которого зависит от состояния поверхности катода, тока дуги и магнитного поля. Существуют катодные пятна первого и второго типов. Катодное пятно первого типа состоит из ряда фрагментов удаленных друг от друга. Кажущееся движение происходит из-за отмирания одних и возникновения других ячеек и фрагментов пятна. Среднее значение квадрата отклонения пятна за время е

S2/t = Const. (4.6)

Таким образом проявляется беспорядочный характер движения пятна.

Поскольку экспериментально доказан хаотический характер движения пятен первого типа по катодной поверхности, радиальная скорость расширения области, контролируемой пятном, может быть найдена из выражения

v		l0			K t 1/2 , (4.7)
	4		c t

где l0 среднее расстояние между соседними фрагментами.

Движение катодных пятен второго типа

Для дуг второго типа сдвиг катодного пятна происходит на расстояние, не превышающее радиус кратера Это означает, что

S	2		rc2
				(4.8)
t
			c

где время формирования кратера. При сравнительно больших токах (> 50 А) радиус кратера rc ~ i. Для меди rc/i 0.06 мкм/А, а для молибдена rc/i 0.1 мкм/А.

“Обратное движение” катодного пятна

Направление движения катодного пятна в тангенциальном магнитном поле аномально с точки зрения законов электродинамики. Оно направлено противоположно

вектору I B, где I ток, B магнитное поле. Этот эффект получил название “обратного движения” катодного пятна. Обратное движение превратилось в одно из главных направлений исследования дуги,

Рис.4.3 Обратное движение катодного пятна

Робсон показал, что если внешнее магнитное поле будет не строго тангенциально, а направлено под углом В к поверхности катода, то направление движения катодного пятна

отклоняется на угол R. Этот эффект получил название угол Робсона (рис. 4.3).

Есть предположение обратному движению способствует образующийся в этих условиях в зоне пятна кольцеобразный поток обратных электронов. Этот поток выходит из катодной плазмы и возвращается снова на катод.

Согласно этому принципу максимума магнитного поля направление движения пятна в каждой точке траектории совпадает с направлением максимума суммарной напряженности магнитного поля. Под суммарным магнитным полем понимается результат векторного сложения стороннего поля и собственного поля дуги в районе катодного пятна. Максимуму магнитного поля в пятне соответствует максимум концентрации плазмы вследствие уменьшения диффузии заряженных частиц поперек магнитного поля. Поскольку новые пятна должны возникать в месте наибольшей концентрации плазмы, такое объяснение следует признать логичным. Движение пятна в

сторону максимального поля это направление вектора Пойнтинга, то есть это направление потока электромагнитной энергии.

4.6. Исследование процессов в катодном пятне

Плотность тока

Определение плотности тока (ПТ) в катодном пятне вакуумной дуги является ключевой проблемой при установлении механизма ее функционирования. Экспериментальные оценки плотности тока с годами претерпевали изменения. По мере развития экспериментальной техники с более высоким временным и пространственным разрешением, начиная с 1920-х годов была тенденция к увеличению экспериментально измеренной плотности тока от 103 до 108 А/см2 в настоящее время. Столь широкий разброс

в измерениях указывает, с одной стороны, на дефекты в измерениях ПТ, а с другой на

неопределенность самого понятия плотности тока КП.

Например, используя зависимость радиуса кратера от тока была рассчитана зависимость зависимость j(i) (рис 4.4). Эта кривая имеет максимум при токе 50 А.

Рис.4.4 Зависимость плотности тока пятна от тока пятна для вакуумной дуги с медным катодом

Был проведен очень корректный эксперимент по оценке плотности тока в дуге с использованием острийного вольфрамового катода. Эксперименты проводились в вакууме 10-8 торр. Катод предварительно прогревался до температуры 2000 К. Длительность горения дуги не превышала одного или нескольких циклов, а ток менялся в пределах 0.5-5 А. В качестве анода использовался шарик из вольфрама диаметром 0.3 мм, полученный методом импульсного нагрева до плавления кончика проволоки. При осмотре острия не было обнаружено каких-либо следов воздействия плазмы на боковую поверхность. Это означает, что ток протекал только через вершину острия. Плотность тока j = i/ R2, где R радиус оплавленной вершины. Оказалось, что величина j (2-10) 107 А/см2.

Плазменные струи

Было найдено что сила, которая давит на катод, стремится увеличить длину вакуумного промежутка. Для медного катода эта сила составила ~ 20 дин/А. Такая же сила действовала на подвешенный перед катодом электрод, отталкивая его от катода Был сделан вывод, что обнаруженный им эффект обусловлен реакцией струи пара, которая вырывается из катода с большой скоростью. При измерении импульса отдачи была определена скорость струи, которая оказалась равной 1.6 106 см/с. Позднее исследовали зарядовый состав и распределение энергий ионов для девяти материалов катодов. Энергетический спектр ионов представляет собой широкие линии, почти симметричные относительно максимумов. Он может быть охарактеризован тремя параметрами: максимальная интенсивность; энергия, соответствующая максимальной интенсивности (наиболее вероятная или средняя энергия); и полная ширина линии на половине высоты пика интенсивности. Наиболее вероятные энергии ионов зависели от заряда но зависимость не является линейной.

Общий ионный ток измеренный для различных материалов катодов и условий разряда практически всегда остается равным 10% от общего тока дуги.

4.7 Эрозия электродов

Ионная эрозия

Эрозия определяется методом взвешивания электродов. Путем деления массы mi, на

количество протекшего электричества q = Ie t, где Ie ток, t время протекания тока в дуге, он определяется удельный унос массы.. Оказалось, что по мере уменьшения q до 0.1

Кл три зависимости, полученные в различных условиях, имеют одинаковую величину =

40 мкг/Кл, которую обозначим как i и назовем удельной ионной эрозией. Удельную ионную эрозию лучше определять при наименьших возможных

протекших количествах электричества. Данные этих наименьших эрозий приведены в таблице 21.3 Основная формула, по которой определяется удельная ионная эрозия, записывается так:

	i	mi	.	(4.8)
		Ie t

С другой стороны, ток ионов Ii в течение ионной эрозии запишется так:

	Ii	mi g e	, (4.9)
		M t

где g средний заряд иона, М масса иона, е заряд электрона, mi общая масса,

уносимая в виде ионов. Если в формулу (4.8) подставить значения mi/ t из формулы (4.9), то получим

i		Ii		M	. (4.10)
		Ie		g e

Величину Ii/Ie можно принять равной 0.1, тогда

	i	01.	M	. (4.11)
			e g

Таким образом, удельная ионная эрозия будет определяться только средним зарядом иона g и массой иона М.

Капельная эрозия

Катодное пятно вакуумной дуги, кроме ионов, испускает пары металла катода, а также капли. Доля паров в общей эрозии мала, не более нескольких процентов от общей эрозии]. Пары образуются из-за нагрева металла в окрестности катодного пятна, а также в ионной фазе цикла из-за испарения жидкого металла в пятне. Доля капельной фракции в общей эрозии катода значительно выше. Капли образуются из-за разбрызгивания жидкого металла в зоне катодного пятна. Часть этого жидкого металла остается в виде застывших струй, которые хорошо видны на ряде фотографий

Таблица 4.1. Число капель золота и палладия на один кулон протекшего электричества d , 10-7 (А с)-1.

Ток, А	2.5	3.5	4	4.5	5	6
Au	1.33	1.35		1.46
Pd			1.41		1.56	1.75

Обращает на себя внимание, что величины d для Au и Pd мало отличаются друг от друга и составляют в среднем ~ 1.5 107 капель/кулон. Напомним, что в искровой стадии для медных электродов величина d 2 107 капель/кулон.

. Максимально наблюдаемые скорости составляли соответственно 4 104 см/с,

4.5 104 см/с и 104 см/с, а наиболее вероятные соответственно 2.5 104 см/с, 3.5 104 см/с и 0.5 104 см/с.

Свойства плазмы в катодном пятне вакуумной дуги

Сведения о свойствах такой плазмы крайне противоречивы и ограниченны. Это

обусловлено, с одной стороны, несовершенством методов измерения, а с другой крайне неоднородным распределением плазмы по мере удаления от катода. В частности, измерение плотности плазмы без точного указания расстояния от катода не имеет смысла.

Большинство авторов сходятся на том, что электронная температура плазмы в зоне катодного пятна второго типа составляет 4-6 эВ Были проведены измерения температуры плазмы в катодном пятне методом плавающего потенциала на медном и вольфрамовом катоде при токе дуги 10 А на расстоянии < 0.1 мм от поверхности катодного пятна. Для

Cu-катода получена температура плазмы 4.6 0.5 эВ, а для W-катода 5.8 0.5 эВ.

Для пятен первого типа на медном катоде температура паров меди составляет 0.8 эВ, а для ионов ~ 2 эВ.

Плотность ионов плазмы на воль-фрамовом катоде на расстоянии 7 мкм от поверхности пятна составляет 1020 см-3. В непосредственной близости от катода (~ 1 мкм) плотность плазмы на медном катоде составляет ~ 1022 см-3.

5. Пробой по поверхности диэлектрика

Пробивное напряжение

Использование диэлектрика, разделяющего металлические детали, находящиеся под различными потенциалами, неизбежно практически в любом электровакуумном приборе. Исследовался пробй по поверхности цилиндрического изолятора в однородном электрическом поле. При различных параметрах упругости пара, теплофизическими параметрами, диэлектрической постоянной, качеством обработки поверхности, измерения показали, что эти параметры не оказывают сколько-нибудь заметного влияния на £>пр, которое определяется главным образом величиной удельного поверхностного сопротивления изолятора. Результаты измерений показали, что особенно важны, с точки зрения развития пробоя, условия на катоде и вблизи катода на поверхности диэлектрика. В частности, наличие шероховатостей у катода уменьшало пробивное напряжение по изолятору, тогда как шероховатости у анода влияли весьма слабо.

Пробивное напряжение по мере увеличения длины изолятора возрастает нелинейно (рис. 5.1). Это своеобразное проявление хорошо известного эффекта полного напряжения *), очевидно, связано с перераспределением напряженности поля вдоль электрода.

Рис.5.1 Зависимость пробивного напряжения от длины изолятора

Зарядка поверхности диэлектрика

Изменение распределения поля вдоль поверхности электрода может возникнуть за счет образования поверхностных зарядов под воздействием различных предпро-бойных процессов или за счет высоковольтной поляризации диэлектрика. Образование зарядов на поверхности диэлектрика происходит в результате протекания тока по поверхности диэлектрика или вблизи от нее. При этом отдельные электроны могут, попав на поверхность диэлектрика, вызвать вторичную электронную эмиссию. Если коэффицнентвторнчной электронной эмиссии будет больше единицы, то поверхность зарядится положительно и поток электронов на этот участок поверхности возрастет, к дальнейшему повышению что в свою очередь поведет потенциала этого участка. По мере роста заряда на поверхности участка диэлектрика начнут захватываться электроны, не успевшие набрать достаточной энергии, п коэффициент вторичной электронной эмиссии будет падать. Было показано, что максимальная энергия электронов, перемещающихся вблизи изолятора, не превышает 50 в при общем напряжении 10 кв. Этого и следовало ожидать, ибо электроны ускоряются .тишь на отдельных участках. Если коэффициент вторичной электронной эмиссии меньше единицы, то участок диэлектрика будет заряжаться отрицательно. Предпробойные токи (и довольно значительные), необходимые для возникновения описанного выше явления, были обнаружены с помощью регистрации рентгеновского излучения Изучение топографии рентгеновского излучения позволило обнаружить удаление электронов от поверхности изолятора, т. е. наличие отрицательно зариженных участков поверхности электрода.

Положительные и отрицательно заряженные участки поверхности диэлектрика были обнаружены с помощью метода сканирования электростатическим зондом поверхности диэлектрика непосредственно после подачи напряжения На рис.5.2 показаны характерные формы катодов и соответствующие картины зарядки поверхности вокруг них.

Рис.5.2 Типы катодов и соответствующие области зарядки поверхности вокруг них

Развитие пробоя

Характерная картина развития пробоя по поверхности диэлектрика приведена на рис. 5.3. На осциллограмме тока, приведенной на том же рисунке, указаны фазы» которым соответствуют снимки развития пробоя. После подачи импульса напряжения через некоторое время возникает свечение. Время от момента подачи импульса до появления свечения имеет заметный разброс, однако время от момента появления свечения до начала резкого возрастания тока практически неизменно. Это время т в слу­ чае, соответствующем рис. 5.3, равно 7 мксек. Скорость распространения свечения 2-107 см/сек, причем в момент достижения анода за время меньше чем 10-9 сек возникает сильная вспышка. В процессе роста тока, начинающегося в момент возникновения вспышки, наблюдается переход от диффузного свечения к каналу.

Рис. 5.3 Развитие пробоя на поверхности диэлектрика

Результаты проведенного исследования подтверждают гипотезу что инициация перекрытия возникает в месте контакта диэлектрик — катод.

В местах неплотного прилегания керамики к электроду поле усиливается таким образом поле у катода легко достигает значении 10е в/см. Если учесть усиление поля на микро­ неровностях, то можно ожидать заметной автоэлектронной эмиссии электронов с катода.

Параметры плазмы пробоя по поверхности диэлектрика

При развитии пробоя ток разряда начинает испарять и ионизировать материал диэлектрика. Образовавшаяся плазма распространяется в вакуум. Скорость распространения плазмы составляет до 108 см.сек для ионов водорода. Также в плазме присутствуют многозарядные ионы материала диэлектрика. Энергии ионных фракций прямо пропорциональны заряду иона.

6. Теоретические модели катодного пятна

В настоящее время существуют два подхода в описании функционирования катодного пятна вакуумных разрядов:

1.Стационарное описание функционирования дуги

2.Взрывоэмиссионная (эктонная) модель функционирования катодного пятна Исторически первым сложился стационарный подход. Стационарные одномерные модели были единственно возможным способом описания функционирования вакуумной дуги в условиях слабого развития вычислительных средств и методов решения систем сложных многомерных уравнений, необходимых для учета нестационарных процессов. После открытия явления взрывной эмиссии и экспериментального выявления нестационарных процессов в функционировании катодного пятна Г А Месяцем была предложена эктонная модель на основе кратковременных взрывов микроучастков катода, как универсальная модель функционирования катодного пятна для пробойной искровой и дуговой стадий вакуумного разряда

6.1Стационарная модель катодного пятна

Стационарные модели или эрозионно-эмиссионные катодного пятна имеют следующие общие черты. Раз модель стационарна , значит движение границ испарения и расплава не должно учитываться. Следовательно модель должна быть одномерной. Ток пятна обеспе­ чивается эмиссией электронов на границе металл-плазма. Поступление материала в раз­ рядный промежуток обеспечивается испарением с границы металл-вакуум.

Качественное описание

Кратко сценарий функционирования катодного пятна можно записать следующим об­ разом : Неподвижное или медленное перемещающееся катодное пятно на поверхности металла представляет собой сильно нагретую область. Благодаря высокой температуре ме­ талл в этой области испаряется, образуя струю пара, истекающую в межэлектродное про­ странство, давление в котором близко к нулю. Высокая температура поверхности в пятне поддерживается за счет энергии, которая приносится в. основном ионами, поступающими из прикатодной плазмы на поверхность электрода. В стационарных условиях эта энергия расходуется на компенсацию различного рода потерь (отвод тепла в тело

электрода теплопроводностью; потери на излучение; потери энергии, связанные с эмисси­ ей электронов, и т. д.) и на генерацию необходимого количества пара. Вблизи поверхно­ сти металла в области порядка длины свободного лробега иона (lt ~ 10~5—10~6 см) форми­ руется слой объемного заряда, в котором имеет место существенное (~10 в) падение по­ тенциала (катодное падение) и сильные (~106—107 в/см) электрические поля. Этот слой является основным источником энергии, обеспечивающим существование лятна. Ионы прикатодной плазмы ускоряются в слое объемного заряда ΉΟ направлению к

поверхности электрода, приобретая кинетическую энергию, которую они передают при столкновении поверхности металла. Эта энергия вместе с энергией, выделяющейся при нейтрализации иона, и составляет основной приток энергии к поверхности металла. С дру­ гой стороны, благодаря высокой температуре поверхности электрода в пятне и сильному электрическому полю в слое объемного заряда, электрод эмиттирует электроны. Эти элек­ троны ускоряются в слое объемного заряда и образуют высокоэнергетический пучок, по­ ступающий в прикатодную плазму. Энергия, приносимая в прикатодную плазму эмитти­ рованными электронами, расходуется в зоне релаксации пучка на ионизацию и нагрев компонент плазмы. Физические процессы и динамика области релаксации определяют, в частности, ионный поток на поверхность электрода. Протяженность зоны релаксации пучка (или зоны ионизации) определяется параметрами плаз­

мы (1р ~ 104—10"3 еж), но благодаря высокому давлению пара вблизи электрода и

большому сечению столкновений ион — атом она оказывается много больше длины сво­ бодного пробега иона, а следовательно, и много больше протяженности слоя объемного заряда. За счет этого напряженность электрического поля в зоне релаксации относительно мала. За зоной релаксации простирается широкая область собственно струи, в которой имеет место течение многокомпонентной плазмы.

Основные формулы

Плотность тока электронной эмиссии

Здесь е — заряд электрона, T-w — температура поверхности металла в пятне, η (бж) — плотность состояний электронов металла, D (гх, Е) — коэффициент прозрачности потен­ циального барьера на границе металла, Ε — средняя величина нормальной поверхности электрического поля

Электрическое поле считается по формуле Маккоуна (эта формула описывает поведение напряженности электрического поля Е в слое плазмы , окружающей металл)

Рассматривается одномерный случай бесстолкновительной плазмы. Термокатод является неограниченно эмиттируюшим. Катод с плоскости x=0 эмиттирует ток холодных электронов плотностью je. Из плазмы на катод падает поток холодных ионов плотностью ji. Потоком электронов из плазмы пренебрегаем. Начальные скорости электронов и ионов предполагаем равными 0.

Граничные условия Eôx ® ¥ = 0, Fôx¥® = U; F(0)=0

Уравнения для концентрации ионов и электронов получены из выражения для плотности тока j=nve. Скорость задается потенциалом приобретаемым частицей при движении от границы задачи.

Подставляем эти значения в уравнение Пуассона получаем

После интегрирования по х

Постоянную С получаем из учета граничных условий. Получается формула Маккоуна для катодного падения

При этом данная формула не дает удовлетворительных значений катодного падения. Процесс испарения (эрозии) описывается системой уравнений баланса потоков энергии различной природы. Чаще всего размер пятна искусственно ограничивается неизменным радиусом r.

Для потока тепла отводимого теплопроводностью

где gT, QT — плотность и суммарный приток энергии, отводимые теплопроводностью, ξ, φ — цилиндрические координаты.

Энергия, передаваемая поверхности электрода в области катодного пятна, пределяется в основном энергией ионов, которая складывается из их кинетической энергии и энергии, выделившейся при нейтрализации) :

1 = U We +Vt- φ*), Q = nr*q;

здесь Uι — потенциал ионизации атомов металла, φ* — эффективная работа выхода.

И, наконец, разница подводимой и оводимой энергии на катод тратится на испарение ве­ щества катода излучение поверхности эмиссию электронов итд

где q — средний поток тепла (энергии) к единице поверхности пятна,

λ8 — теплота испарения, σ — постоянная в законе Стефана — Больцмана, G — плотность потока испа­ ренного вещества, We – поверхностные потери на эмиссию электронов.

Представленная система уравнений нуждается во внешних задаваемых параметрах в частности размере пятна u и общем токе через пятно I

Стационарная модель не в состоянии объяснить нестабильность горения дуги и ее внезапные обрывы

6.2 Эктонная модель катодного пятна

Эктон описывается как кратковременный процесс выброса плазмы с поверхноси микроучастка катода. В результате такого процесса вакуумный разряд обеспечивается носителями электрического тока. В процессе взрыва микроучастка катода образуется облако сверхплотной (около 10 22 см-3) плазмы. Сам этот процесс взрыва может быть описан несколькими способами

Тепловая модель эктона

Основным уравнением тепловой модели является уравнение теплопроводности записанное для случая сферической симметрии

	T			2 T			2	T			i	2	(t) (T )
c														,
	t			r r		r			2		16		2sin4 r4		( 6.10)
													4

Начальные и граничные условия Tôt = 0 = T0, Tôr¥® = T0;

Условия на границе расплав-твердое тело T(rпл, t) = Tпл, lÑTôT = - lÑTôЖ = rvплwпл; Условия на границе металл-плазма

r - плотность материала катода; c - удельная теплоемкость; l - коэффициент теплопроводности; i - ток, переносимый через эмиссионный центр на катоде; - плотность электронного тока; q - угол при вершине острия (см. рис. 7.1); ji - плотность ионного тока на поверхности; wi - энергия, приносимая ионом на поверхность катода; e - заряд электрона; k = k0T - удельное сопротивление катода; T0 - начальная температура; rпл, vпл, wпл - радиус, скорость и удельная теплота плавления; r0, vисп, wисп - радиус, скорость и удельная теплота испарения; vзв - скорость звука (поперечная) в металле; ma - масса атома вещества катода; j - работа выхода катода; индексы “т” и “ж” указывают на

граничные условия в месте раздела твердой и жидкой фаз. Величины r, c, l считались не зависящими от температуры и одинаковыми для жидкой и твердой фаз. Ток задавался линейно растущим со временем или постоянным. Движением жидкости под действием давления плазменной струи пренебрегалось.

Уравнение эмиссии

i = 2pr02(1 - cos q/2)AT2exp(j-/kT),

Где работа выхода вычисляется с поправкой Шоттки j = j0 - jD Где поправка Шоттки Dj = (e3E)1/2,

Напряженность поля вычисляется по той же формуле Маккоуна что и для стационарных моделей

E 4 1/ 2(mU1 / 2e)1/ 4 ji (me / m)1/ 2 j 1/ 2 ,

Расчеты показали, что эмиссия электронов начинается, существует короткое время, а затем исчезает из-за охлаждения эмиссионного центра. Этот кратковременный выброс электронов мы и назвали эктоном. Время существования эктона te сильно зависит от величины тока (см. табл. 7.1). Время te = 0,4 нс при токе 10 А является очень коротким и не соответствует экспериментальным данным, т.к. время цикла вакуумной дуги для

медного катода обычно ~ 10-8 с. Это объясняется тем, что катодное пятно дуги обычно

существует на микровыступах катода, а время te ~ q -4, где q - угол вершины конуса. Поэтому фактическое время жизни эктона значительно больше. Однако первичный эктон, возбужденный, например, мощным лучом лазера на абсолютно плоской поверхности при токе в несколько ампер, будет иметь te << 1 нс.

Самопроизвольное погасание дуги

Внутренняя неустойчивость процесса функционирования вакуумной дуги лежит в самой основе эктонной модели. На ее базе мы дали анализ явления самопроизвольного погасания дуги . Причиной этой неустойчивости является конечное время жизни эктона и связанная с этим цикличность процессов в катодном пятне вакуумной дуги. В основе эктонной модели лежит предположение, что катодное пятно вакуумной дуги состоит из отдельных ячеек. Каждая ячейка переносит ток, который не превышает удвоенного значения порогового тока iп. Ячейка имеет конечное время жизни tц, которое называется

циклом. Цикл состоит из двух стадий: первая стадия - это время te, в течение которого происходит непосредственное функционирование эктона, и вторая стадия меньшей длительности ti, в течение которой происходит инициирование нового эктона взамен исчезнувшего.

Вероятность того, что эктона нет, равна a, то есть

a = ti /(te + ti),

а то, что он есть

b = 1 - a = te/(te + ti),

Величина a характеризует эффективность восстановительного механизма. Если ток дуги

менее 2iп - двух пороговых токов, то в катодном пятне будет одна ячейка, в которой то исчезает, то возникает новый эктон. При i >> iп количество ячеек

L = i/2iп.

где tс - длительность цикла. Определим момент погасания дуги как таковой, когда не функционирует ни одного эктона

Тогда вероятность погасания дуги в момент времени т равна 1 L t/tc

Так как aL << 1 при l >> 1, то используя разложение экспоненты в ряд Тейлора получим

w = exp(-taL/tц).

Cледовательно, из N0 дуг, зажженных к моменту времени t, горят

N = N0exp(-taL/tц).

Это совпадает по форме с эмпирически установленным соотношением, где величина t = tц/aL

является средним временем горения дуги.

7.Применение вакуумных разрядов в технике и технологиях

7.1 Ионные источники

Вакуумные разряды являются эффективным и простым источником ионов и электронов. В качестве источника металлических ионов используется вакуумная дуга. В этом случае ионный источник поставляет ионы материала катода. Сорт ионов может быть изменен путем замены катода. В случае вакуумной дуги ток ионов составляет 10% от тока дугового разряда Для получения ионов диэлектрических материалов может быть использован разряд по

поверхности диэлектрика.

Ионные и электронные источники на основе вакуумного разряда используются для процессов модификации поверхности изделий в промышленности, в качестве поставщика частиц для ускорителей, и в качестве космических ионных плазменных двигателей малой тяги.

Типичная схема ионного источника представлена на рис 7.1. В данном случае для инициирования разряда используется вспомогательный разряд по поверхности диэлектрика. Схемы питания дуги и инициирующего разряда находятся под потенциалом , необходимым для вытягивания ионов дугового разряда из разрядного промежутка.

Рис.7.1 Типичная схема ионного источника Вакуумные разряды в основном являются сильногочными что делает крайне

затруднительным создание стационарных источников плазмы из-за нагрева электродов и схемы питания. В основном на основе вакуумных разрядов производят импульсные источники ионов.

Рис.7.2 Способы инициирования вакуумного разряда а- по поверхности диэлектрика

б— вакуумно дуговой в- с использованием проводящего покрытия г -магнетронным

Д— пеннинговским. 1-катод дуги, 2- анод дуги, 3- катод вспомогательного разряда, 4-анод вспомогательного Разряда 5- изолятор 6-плазма вспомогательного разряда 7- проводящее покрытие, 8-постоянный магнит, 9- контрагирующий электрод

Вакуумный разряд может быть инициирован несколькими способами. Основные такие способы представлены на рис 7.2 Главная задача любого из способов инициирования - создание на катоде катодного пятна.

Ограничение на создание стационарного источника может быть обойдено за счет создания вращающегося катододержателя Рис.7.3. В таком источнике вращающиеся катоды

последовательно соприкасаются с поджигающим электродом . В этот момент происходит вспомогательный разряд запускающий импульс основного дугового тока.

Рис. 7.3 Источник ионов с вращающимся катододержателем. 1- катоды, 2- вращающийся катододержатель,3- электрод инициирующего разряда, 4-анод, 5-многоапертурная ионно оптическая система

Источники ионов и электронов на основе вакуумных разрядов используются для модификации поверхности изделий , в качестве поставщика частиц для ускорителей и для импульсных двигателей малой тяги на твердом рабочем теле.

7.2 Вакуумные переключатели тока

Использование вакуумной дуги для производства сильноточных выключателей тока началось в 1950х годах. С тех пор развитие конструкции и используемых материалов позволили существенно повысить значения рабочих токов и напряжений а так же надежность и долговечность устройств. В настоящее время вакуумные выключатели используются в средних диапазонах токов (до 70кА) и напряжений(несколько десятков кВ)

Основными преимуществами вакуумно-дуговых выключателей тока являются:

1.Компактность

2.Долговечность

3.Отсутствие необходимости в обслуживании

4.Экологичность

Принцип действия вакуумных выключателей

Схема замещения и типичная осциллограмма работы выключателя представлены рис.7.3 . Типичный вакуумный выключатель работает в сетях переменного тока частотой 50 Гц. При размыкании контактов выключателя между ними зажигается дуговой разряд. В течение одного полупериода тока контакты расходятся. При пересечении током нулевого значения катодные пятна перестают функционировать и плазма покидает разрядный промежуток создавая прочную вакуумную изоляцию.

Рис. 7.4 Принципиальная схема и осциллограмма работы вакуумного выключателя тока Более детально процесс около нуля тока представлен на рис 7.5.

Рис. 7.5 Поведение плазмы дуги в процессе пересечения током нулевой отметки При нормальном функционировании дуги наибольшая концентрация плазмы

наблюдается на катоде в катодных пятнах. При достижении нуля тока катодные пятна перестают функционировать и плазма свободно разлетается по направлению к аноду и в стороны. При инверсии напряжения остаточная плазма эмитирует электроны в направлении бывшего катода (сейчас анода ) и ионы в направлении бывшего анода

(сейчас катода) Но концентрации плазмы на новом катоде оказывается недостаточно для образования новых катодных пятен.

Типы вакуумных выключателей

Существуют два вида вакуумных выключателей. Основные отличия между ними заключаются в типе создаваемого проходящим током собственного магнитного поля. Различают TMF (transverse magnetic fields\ поперечное магнитное поле) AMF (axial magnetic field\ продольное магнитное поле) выключатели Конструкции этих двух типов выключателей представлены на рис. 7.6

Рис. 7.6 Типичные схемы TMF(слева) AMF(справа) контактов

В TMF контактах создается поперечное магнитное поле в котором дуговой столб перемещается под действием силы Лоренца. Дуга перепрыгивает с лепестка на лепесток

Рис.7.7 Дуговой столб в случае TMF(слева) AMF (справа)

Таким образом минимизируется процесс разрушения контактов.

В AMF контактах перед лицевой поверхностью располагают катушку , создающую продольное магнитное поле. В таком поле электроны становятся мене подвижными и разрядный столб приобретает распределенный диффузионный характер. В данном случае дуговой столб остается стационарным. Детальные фотографии с различными светофильтрами показывают, что на катоде под диффузным столбом все равно

существуют катодные пятна.

Характер дугового столба для случаев TMF AMF показан на рис.7.7