Тарасенко В.Ф.,
Яковленко С.И.
Механизм убегания электронов в плотных газах и формирование мощных субнаносекундных электронных пучков. // "Успехи физических наук". 2004. Том 174, N9. - с.953-971.
КОНСПЕКТ: Ключевое слово размножение (Sh: Это механизм убегания (ускорения) электронов при Е > Ecr, который в общепринятом представлении квазистационарен (размножение есть, но незначительное), а в альтернативном, предлагаемом Тарасенко В.Ф. и Яковленко С.И., экспоненциален типа взрывной автоэмиссии, т.е.режим с обострением. Но так как новый термин не предлагается, то традиционная наука в лице Бабенко Л.Н. понять или принять новый механизм не может или не хочет и не видит будущую выгоду.).
Рассматривается новое понимание механизма генерации пучка убегающих электронов в газах. Показано, что таунсендовский механизм размножения электронов справедлив даже для сильных полей, при которых можно пренебречь ионизационным трением электронов. Предложен нелокальный критерий убегания, определяющий универсальную для данного газа двузначную зависимость критического напряжения от pd (р - давление газа, d - расстояние между электродами), имеющую в отличие от известных кривых Пашена дополнительную верхнюю ветвь и разделяющую разрядный промежуток на область эффективного размножения электронов и область, которую они покидают, не успев размножиться. Обсуждаются эксперименты по получению пучков с субнаносекундной длительностью импульса и амплитудой в десятки-сотни ампер при атмосферном давлении различных газов, а также реализация объемного наносекундного разряда с большой удельной мощностью возбуждения без предыонизации разрядного промежутка от дополнительного источника.
V.F. Tarasenko, S.I. Yakovlenko. Electron runaway mechanism in dense gases and the production of high-power subnanosecond electron beams.
New insight is provided into how runaway electrons are generated in gases. It is shown that Townsend's mechanism of electron multiplication works even for strong fields, when the electron friction due to ionization can be neglected in gases. The nonlocal runaway criterion proposed in the work determines the critical voltage as a two-valued function of pd universal for a given gas (p being the gas pressure, and d, the electron-electron separation), which has an additional upper branch compared to the familiar Pachen's curves and which divides the discharge gap into two regions, one where electrons multiply fast, and the other which they leave without having enough time to multiply. Experiments on the production of beams with subnanosecond pulse duration and an amplitude of tens to hundreds of amperes at atmospheric pressure in various gases are addressed, and the creation of a high-specific-excitation-power nanosecond space discharge without preionizing the gap by an additional source is discussed.
Содержание
1. Введение (953).
2. Размножение электронов и убегающие электроны (954).
2.1. Локальный критерий убегания электронов.
2.2. Размножение электронов.
2.3. Нелокальный критерий убегания.
2.4. О критерии зажигания самостоятельного разряда.
3. Формирование пучков электронов в плотных газах (961).
3.1. Эксперименты по формированию пучков электронов в плотных газах.
3.2. О механизме формировании пучка электронов при атмосферном давлении.
4. О формировании наносекундного разряда при атмосферном давлении (965).
4.1. Эксперименты по формированию объемного разряда при атмосферном давлении без дополнительного источника пред-ионизации.
4.2. О механизмах предыонизации.
4.3. Фронт размножения фона в неоднородном поле.
5. Заключение (970).
Список литературы (970).
1. Введение
В настоящем обзоре рассмотрены три аспекта физики разрядов в газах при давлении порядка атмосферного, связанные с генерацией мощных субнаносекундных электронных пучков. Во-первых, дан обзор работ, которые сформировали новое понимание механизма генерации пучка убегающих электронов в газах (раздел 2). Во-вторых, изложены результаты экспериментов по получению электронных пучков субнаносекундной длительности с рекордно большой амплитудой тока в газонаполненных диодах атмосферного давления (раздел 3). В-третьих, анализируются некоторые свойства объемных разрядов наносекундной длительности, позволившие получить эти мощные пучки (раздел 4).
Как известно, в полностью ионизованной плазме, находящейся в достаточно сильном электрическом поле реализуется режим убегания (или "просвиста") электронов, который характеризуется тем, что основная масса электронов на длине свободного пробега получает от поля больше энергии, чем теряет в упругих столкновениях, и электроны непрерывно ускоряются. Явление убегания электронов в плазме предсказано давно (Sh: Giovanelly R.G., 1949) [1] — были проведены численные расчеты [2, 3] и аналитическое рассмотрение для слабых полей [4]. Это явление имеет существенное значение для диагностики и энергобаланса примесей в плазме токамаков [5].
Явление убегания электронов наблюдается и в газах (см. приведенные ссылки в обзоре [6] и монографиях [7, 8]). На его основе в газах небольшой плотности создаются так называемые открытые разряды [9 -13], используемые, в частности, для накачки лазеров [9, 14, 15]. Принято считать, что убегание электронов в газе
/стр. 953/
описывается примерно так же, как и в полностью ионизованной плазме, т.е. предполагается, что оно возникает, когда сила, действующая на электрон со стороны электрического поля, превышает силу торможения [6 - 8]. Однако из численного моделирования и аналитического рассмотрения следует вывод, что в газе достаточно большой протяженности не происходит непрерывного ускорения основной массы электронов [16-19]. При сколь угодно больших величинах напряженности поля для подавляющего большинства электронов, начиная с некоторых значений расстояния от катода, имеет место таунсендовский режим ионизации, который характеризуется двумя моментами. Во-первых, число актов ионизации экспоненциально растет с расстоянием от катода. Во-вторых, средняя скорость и энергия электронов не зависят от этого расстояния. (Sh: "развитие" - "стабилизация" - "затухание").
Обычный подход [6 - 8] приводит к локальному критерию для напряженности электрического поля, определяющему условие, при котором, как принято считать, появляется много убегающих электронов. Этот критерий состоит в том, что напряженность поля должна превышать значение, при котором энергия, набранная электроном на длине свободного пробега, уравнивается с максимальной потерей энергии на ионизацию газа.
В разделе 2 рассмотрены причины, по которым обычный подход не может применяться к основной массе электронов в условиях их размножения и соответственно локальный критерий не может использоваться для описания условий формирования мощного пучка убегающих электронов в газе.
(Sh: Общепринятые представления не работают).
Предложен нелокальный критерий убегания электронов в виде универсальной для данного газа двузначной зависимости для "критического" напряжения Ucr от pd (p - давление газа, d - расстояние между плоскими электродами). Эти кривые отделяют область эффективного размножения электронов от области, в которой электроны покидают разрядный промежуток, не успев размножиться. Приведены результаты моделирования коэффициентов Таунсенда для гелия, неона, ксенона, азота и гексафторида серы.
Изучение механизма формирования убегающих электронов в газе сейчас приобретает особую актуальность в связи с получением электронных пучков субнаносекундной длительностью с рекордно большой амплитудой тока (~ 70 А в воздухе, ~ 200 А в гелии [20-25]) при атмосферном давлении. В разделе 3 изложены результаты экспериментов по генерации мощных субнаносекундных электронных пучков при атмосферном давлении и рассмотрены некоторые аспекты механизма формирования электронного пучка при выполнении нелокального критерия убегания электронов. Установлено, что электронный пучок формируется на стадии, когда плазма, образующаяся на катоде, подходит к аноду на малое расстояние. Она как бы приближает катод к аноду, что приводит к выполнению нелокального критерия убегания электронов. При этом напряжение U и параметр pd оказываются вблизи верхних ветвей кривых, характеризующих критерий ухода электронов без размножения.
Стадия формирования плазменного катода, приближающегося к аноду, рассмотрена в разделе 4. Продемонстрирован режим самостоятельного наносекундного разряда в плотном газе, когда напряжение на промежутке максимально в квазистационарной стадии разряда. При этом удельная мощность энерговвода может
превышать 400 МВт см-3. Рассмотрена роль предыонизации быстрыми электронами, эмитируемыми плазменными выступами на катоде, а также волна размножения электронов от анода к катоду.
2. Размножение электронов и убегающие электроны
2.1. Локальный критерий убегания электронов
2.1.1. Традиционный подход
Остановимся кратко на основных моментах вывода локального критерия убегания электронов (подробный вывод см., например, в [6, с.53], [7, с.71], [8, с.74]). Считается, что в установившемся потоке электронов от катода к аноду распределение близко к моноэнергетическому [8]. Для определения энергии электрона, находящегося в электрическом поле некоторой напряженности, в наиболее простом случае при традиционном подходе используется известное уравнение баланса. Согласно традиционному подходу [6-8] условием получения убегающих электронов в газе является требование, чтобы напряженность поля была больше чем критическая напряженность поля (Е > Ecr), которая определяется
/стр. 954/
максимальным значением силы торможения. Критерий является локальным в том смысле, что критическое поле определяется только свойствами нейтральных частиц и плотностью газа в рассматриваемой точке пространства.
Приведем простые соображения, объясняющие, почему режим просвиста, т.е. непрерывного ускорения основной доли электронов в газах, на самом деле не реализуется даже при напряженности поля большем чем критическая напряженность, если расстояние до катода достаточно велико.
2.1.2. Ограничение средней энергии вследствие размножения электронов
Обратим внимание на важный факт. Даже при выполнении условия "напряженность поля больше критической" средняя энергия электронов вовсе не будет неограниченно расти с увеличением растояния до катода, даже если полностью пренебречь силой трения. При традиционном подходе в рассмотрении не учитывается принципиальный момент — размножение электронов. Хотя факт размножения электронов является общеизвестным [6-8], влиянию этого процесса на критерий убегания электронов обычно не придавалось значения.
Для определения средней энергии электронов надо исходить не из традиционного уравнения баланса, а из уравнения, учитывающего изменение числа электронов.
В простейшей форме, на уровне приближения, закон сохранения энергии имеет вид
уравнения из которого получается уравнение для средней энергии електронов.
В отличие от традиционного уравнения баланса оно содержит в правой части отрицательный член, описывающий "размазывание" энергии, приобретаемой электронами от поля, на все электроны, включая вторичные. Поэтому, даже если пренебречь торможением в газовой среде, средняя энергия электронов будет ограничена. Следовательно, придавать уравнению баланса, используемого при традиционном подходе, смысл уравнения для среднего значения энергии электронов и считать распределение электронов моноэнергетическим — нельзя.
В случае, когда по каким-либо причинам ионизация отсутствует, то традиционный подход оказывается справедливым. Например, в полностью ионизованной плазме, когда торможение осуществляется за счет упругих кулоновских столкновений.
Разумеется, альтернативное уравнение, как и традиционное уравнение, — приближенное. Оно, в частности, является одномерным и не учитывает, что вторичный электрон обладает некоторой энергией. Однако в отличие от традиционного подхода это уравнение достаточно прозрачно иллюстрирует, что при экспоненциальном размножении электронов их средняя энергия, а соответственно и средняя скорость не могут непрерывно увеличиваться с ростом протяженности зазора между анодом и катодом. На некотором расстоянии можно положить, что при постоянстве средней энергии ее приращение по протяженности зазора будет равно нулю.
Из вышесказанного следует, что для большинства электронов режим размножения, в котором доля постоянно ускоряющихся электронов мала (таунсендовский режим), реализуется даже в полях с большой напряженностью (больше критической), когда согласно обычной точке зрения все электроны непрерывно ускоряются. Разумеется, некоторое количество быстрых электронов действительно постоянно ускоряются. Более того, они могут играть существенную роль в предыонизации газа (см. раздел 4.2). Однако доля этих постоянно ускоряющихся электронов должна на некотором расстоянии от катода стать малой по сравнению с общим числом электронов, поскольку средняя энергия электронов на этом расстоянии перестает расти. Рассмотрим в связи с этим результаты численного моделирования.
2.2. Размножение электронов
2.2.1. Использованная модель
Для того чтобы подтвердить предположение о том, что понятие коэффициента Таунсенда не теряет смысл даже при Е > Ecr, было проведено моделирование размножения и убегания электронов в Не [16], Ne1, Xe [17], N2 [19] и SF6 [18] на основе одной из модификаций метода частиц [26]. Рождавшиеся на катоде электроны имели хаотически направленную скорость и начальную энергию, распределенную по Пуассону со средним значением EQ = 0,2 эВ. Многократная и ступенчатая ионизация, а также взаимодействие электронов друг с другом и экранировка внешнего поля не учитывались. На малых временных шагах решались уравнения движения всех электронов, и с вероятностями, определяемыми сечениями элементарных процессов, разыгрывались упругие и неупругие столкновения.
Ниже приведены результаты для плоских электродов, находящихся на расстоянии d под напряжением U. Хотя в реальных экспериментах существенную роль играет неоднородность плазмы (см. разделы 3 и 4), указанная плоская модель позволяет выявить многие важные аспекты физики пробоя газа (о методе рассмотрения в случае коаксиальных цилиндров см. [26]).
© 15.07.2006 Шестопалов А.В.