WWW.KN.LIB-I.RU
БЕСПЛАТНАЯ  ИНТЕРНЕТ  БИБЛИОТЕКА - Различные ресурсы
 

Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |

«ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА Материалы VIII Всероссийской конференции ФЭ-2014 (20 – 22 ноября 2014 г.) Махачкала ИПЦ ДГУ УДК 533.9 ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА: ...»

-- [ Страница 1 ] --

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

НАУЧНЫЙ СОВЕТ РАН ПО КОМПЛЕКСНОЙ ПРОБЛЕМЕ

«ФИЗИКА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ»

ДАГЕСТАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА

Материалы VIII Всероссийской конференции ФЭ-2014 (20 – 22 ноября 2014 г.) Махачкала

ИПЦ ДГУ

УДК 533.9 ФИЗИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА: Материалы VIII Всероссийской конференции ФЭ-2014 (20 – 22 ноября 2014 г.). Махачкала: ИПЦ ДГУ, 2014. – 351 с.

В сборнике содержатся материалы докладов, представленных на VIII Всероссийскую конференцию по физической электронике, 20 – 22 ноября 2014 г., в г.

Махачкала.

В первом разделе сборника собраны работы, доложенные на секции по «газовой электронике».

Во втором разделе сборника включены работы, доложенные на секции по «твердотельной электронике».

Редколлегия:

профессор Александров А.Ф.(ответсвенный редактор) профессор Омаров О.А.(зам. отв. редактора) Рухадзе А.А., Василяк Л.М., Ашурбеков Н.А., Курбанисмаилов В.С.

© ИПЦ ДГУ, 2014 Оглавление

СЕКЦИЯ I. ГАЗОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА

Пленарные доклады

ОСНОВНЫЕ ВЕХИ В ТЕОРИИ ФИЗИКИ ПЛАЗМЫ БЕЗ СТОЛКНОВЕНИЙ- И. ЛЕНГМЮР, Л.Д. ЛАНДАУ,



А.А ВЛАСОВ, Н.Н. БОГОЛЮБОВ, Г.В. ГОРДЕЕВ, В.П. СИЛИН, Б.Б. КАДОМЦЕВ А.А. Рухадзе......... 10

ТЛЕЮЩИЙ РАЗРЯД В СМЕСИ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ С ПАРАМИ ВОДЫ: ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА И

ПРИЛОЖЕНИЯ Т.Артамонова, А.Мельников, Д.Михайлов, С.Мурашов, А.Пастор, Л.Ракчеева, П.Сердобинцев, Н.Тимофеев, М.Ходорковский

ДИНАМИКА ПЛАЗМЫ ВЧ РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ НАНОСЕКУНДНЫМ

ВЫСОКОВОЛЬТНЫМ ИМПУЛЬСОМ НАПРЯЖЕНИЯ Л.М. Василяк

ВЛИЯНИЕ ЧАСТОТЫ ВЧ ПОЛЯ И КОНСТРУКТИВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ЛАМПЫ НА ЗАЖИГАНИЕ

ИНДУКЦИОННОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ Попов О.А., Атаев А.Е.

ВРЕМЯРАЗРЕШЕННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ВЫСОКОВОЛЬТНЫХ НАНОСЕКУНДНЫХ РАЗРЯДОВ В

ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Муртазаева А.А., Шахсинов Г.Ш., Рамазанов А.Р., Юсупова Г.М., Рамазанов А.А.

Устные и стендовые доклады ИССЛЕДОВАНИЕ ФОРМИРОВАНИЯ ВИРТУАЛЬНОГО АНОДА В НАНОСЕКУНДНЫХ ПЛАЗМЕННОПУЧКОВЫХ РАЗРЯДАХ С ЩЕЛЕВЫМ КАТОДОМ Н.А. Ашурбеков, К.О. Иминов, А.Р. Рамазанов, Г.Ш. Шахсинов

ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННАЯ ДИНАМИКА РАЗВИТИЯ СТРУКТУРЫ ФРОНТА

ВЫСОКОСКОРОСТНОЙ ВОЛНЫ ИОНИЗАЦИИ В ПЛАЗМЕННЫХ ВОЛНОВОДАХ Н.А. Ашурбеков, К.О. Иминов, Г.Ш. Шахсинов, Рамазанов А.Р.

БАКТЕРИЦИДНЫЙ И РАНОЗАЖИВЛЯЮЩИЙ ПОТЕНЦИАЛ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РЕАКТОРА

Амиров Р.Х., Ермолаева С.А., Итенберг А.И., Петров О.Ф., Самойлов И.С., Сысолятина Е.В...... 49

НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ПЛАЗМА В НЕПРЕРЫВНЫХ ПРОЦЕССАХ КРАШЕНИЯ ТРИКОТАЖА

Азанова А.А., Мухаметшина Г.Н.

СТАЦИОНАРНЫЕ ВАКУУМНЫЕ ДУГОВЫЕ РАЗРЯДЫ С ДЕФИЦИТОМ ТОКА ТЕРМОЭМИССИИ С

КАТОДА Антонов Н.Н., Гавриков А.В., Лизякин Г.Д., Полищук В.П., Самойлов И.С., Усманов Р.А., Ярцев И.М.





СВОЙСТВА ДРЕЙФА И РАЗОГРЕВА ЭЛЕКТРОНОВ В ГАЗОВОЙ СРЕДЕ СОГЛАСНО ЗАКОНАМ

СОХРАНЕНИЯ ИМПУЛЬСА И ЭНЕРГИИ Бориев И.А

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ МОЩНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ РАЗРЯДАХ В АТМОСФЕРЕ:

ОБЪЯСНЕНИЕ ПРИРОДЫ ШАРОВОЙ МОЛНИИ Бориев И.А.

ИЗМЕРЕНИЯ ПОГЛОЩЕННОЙ ЭНЕРГИИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ РАЗРЯДАХ НАНОСЕКУНДНОЙ

ДЛИТЕЛЬНОСТИ Л.М. Василяк, А.В Красночуб

НЕЛИНЕЙНОЕ РАСТЕКАНИЕ ИМПУЛЬСНОГО ТОКА В ГРУНТЕ Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Панов В.А., Печеркин В.Я., Сон Э.Е.,Ефимов Б.В., Данилин А.Н., Колобов В.В., Селиванов В.Н., Куклин Д.В.

РАЗВИТИЕ ИСКРОВОГО РАЗРЯДА В ДВУХФАЗНОЙ СРЕДЕ Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Панов В.А., Печеркин В.Я., Сон Э.Е.

ОЦЕНКА ХАРАКТЕРИСТИК ОДИНОЧНОЙ ЗАРЯЖЕННОЙ ПЫЛЕВОЙ ЧАСТИЦЫ УДЕРЖИВАЕМОЙ

ЛИНЕЙНОЙ ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКОЙ ЛОВУШКОЙ В.И. Владимиров, Л.В. Депутатова, Д.С.

Лапицкий, В.Я. Печеркин, Р.А. Сыроватка

МЕГАВАТТНЫЙ ВОЗДУШНО-АЗОТНЫЙ ПЛАЗМОТРОН С РАСШИРЯЮЩИМСЯ КАНАЛОМ

ВЫХОДНОГО ЭЛЕКТРОДА Исакаев Э.Х., Тюфтяев А.С., Гаджиев М.Х., Коновалов П.В................ 83

ВЛИЯНИЕ ОДИНОЧНЫХ ПУЗЫРЬКОВ ВОЗДУХА И ЭЛЕГАЗА НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ

ТРАНСФОРМАТОРНОГО МАСЛА Исакаев Э.Х., Недоспасов А.В, Тюфтяев А.С., Гаджиев М.Х., Акимов П.Л.

ИССЛЕДОВАНИЕ СУБЛИМАЦИИ ГРАФИТА ПОД ВОЗДЕЙСТВИЕМ АЗОТНОЙ И ВОЗДУШНОЙ

ПЛАЗМЕННЫХ СТРУЙ Исакаев Э.Х., Чиннов В.Ф., Тюфтяев А.С., Гаджиев М.Х., Сенченко В.Н., Кавыршин Д.И., Саргсян М.А.

БАРЬЕРНЫЙ РАЗРЯД В ГАЗООБРАЗНОМ БРОМЕ А.В. Красночуб

ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД В ВОДЕ И В ВОДНЫХ РАСТВОРАХ С ВЫСОКИМ СОДЕРЖАНИЕМ

ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ А.В. Красночуб

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПЛАЗМЫ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ В ГЕЛИИ В.С. Курбанисмаилов, О.А.

Омаров, Г.Б. Рагимханов, М.А. Арсланбеков

ФОРМИРОВАНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННОЙ СТРУКТУРЫ ИМПУЛЬСНОГО РАЗРЯДА В ГЕЛИИ В.С.

Курбанисмаилов, О.А. Омаров, Г.Б. Рагимханов, Абакарова Х.М., Али Рафид Аббас Али........ 107

ПРОФИЛИРОВАНИЕ СОПЛА ПЛАЗМОТРОНА С УЧЕТОМ ДИССОЦИАЦИИ И ИОНИЗАЦИИ Куликов

Ю.М., Гаджиев М.Х., Тюфтяев А.С., Сон Э.Е.

УДЕРЖАНИЕ АНСАМБЛЯ ЗАРЯЖЕННЫХ МИКРОЧАСТИЦ В ГАЗОВОМ ПОТОКЕ ЛИНЕЙНОЙ

ЛОВУШКОЙ ПАУЛЯ Лапицкий Д.С., Филинов В.С., Депутатова Л.В., Василяк Л.М. Владимиров В.И., Сыроватка Р.А., Печеркин В.Я.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ПЛАЗМЫ ВЫСОКОЧАСТОТНОГО

ФАКЕЛЬНОГО РАЗРЯДА, ГОРЯЩЕГО В СМЕСИ МОЛЕКУЛЯРНОГО И АТОМАРНОГО ГАЗОВ Ю.Ю.

Луценко, В.А. Власов, Е.П. Зеленецкая

ОБЛАСТИ УДЕРЖАНИЯ ЗАРЯЖЕННОЙ МИКРОЧАСТИЦЫ В ЛИНЕЙНОЙ ЛОВУШКЕ ПАУЛЯ В

ГАЗОВОМ ПОТОКЕ Лапицкий Д.С., Филинов В.С., Депутатова Л.В., Василяк Л.М., Владимиров В.И., Сыроватка Р.А., Печеркин В.Я.

ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ ВУФ ИЗЛУЧЕНИЯ РТУТНЫМ РАЗРЯДОМ ПРИ ДАВЛЕНИ БУФЕРНОГО

ГАЗА МЕНЕЕ 1 ТОРР В.А. Левченко, Л.М. Василяк, С.В. Костюченко, Н.Н. Кудрявцев, Д.А.

Собур,П.В. Старшинов, Е.П. Шаранов, Ю.Е. Шунков

ВЗАИМОСВЯЗЬ ИНТЕГРАЛЬНЫХ И ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК

РАЗРЯДА В МАГНИТНОМ ПОЛЕ Омаров О.А., Эльдаров Ш.Ш.

ГАЗОВЫЙ РАЗРЯД В УСЛОВИЯХ АНИЗОТРОПИИ, СОЗДАВАЕМОЙ ВНЕШНИМ МАГНИТНЫМ

ПОЛЕМ Омарова П.Х.

АВТОКОЛЕБАТЕЛЬНЫЙ РЕЖИМ В ПЫЛЕВОЙ ПЛАЗМЕ И СЕПАРАЦИЯ ПЫЛЕВЫХ ЧАСТИЦ В

ТЛЕЮЩЕМ РАЗРЯДЕ ПОСТОЯННОГО ТОКА Д.Н. Поляков, В.В. Шумова, Л.М. Василяк............. 138

ВЛИЯНИЕ СТРИМЕРНОГО РАЗРЯДА НА ОТРЫВ ЗАРЯЖЕННЫХ МАКРОЧАСТИЦ С КАТОДА

ПЛОСКОГО КОНДЕНСАТОРА Печеркин В.Я., Василяк Л.М., Ветчинин С.П.

САМООРГАНИЗАЦИЯ ТРЕКА РАЗРЯДНОГО ФАКЕЛА НА ПОВЕРХНОСТИ КАТОДА В

ОТРИЦАТЕЛЬНОМ КОРОННОМ РАЗРЯДЕ А.А. Петров, Р.Х. Амиров, С.А. Баренгольц, Е.В.

Коростылев, Н.В. Пестовский, С.Ю. Савинов, И.С. Самойлов

ФОРМИРОВАНИЕ УПОРЯДОЧЕННЫХ ЭРОЗИОННЫХ ЯЧЕЕК НА ПОВЕРХНОСТИ КАТОДА В

ОТРИЦАТЕЛЬНОМ КОРОННОМ РАЗРЯДЕ А.А. Петров, Н.В. Пестовский, Е.В. Коростылев, С.Ю.

Савинов, Р.Х. Амиров, С.А. Баренгольц, И.С. Самойлов

DEVELOPMENT OF AC CORONA DISCHARGE MODES AT ATMOSPHERIC PRESSURE Reda Ahmed ElKoramy, Ashraf Yehia, Mohamed Omer

ХАРАКТЕРИСТИКИ УФ-ЛАМПЫ ТРАНСФОРМАТОРНОГО ТИПА С РАЗРЯДНОЙ ТРУБКОЙ

ДИАМЕТРОМ 19 ММ С РАЗРЯДНОЙ ТРУБКОЙ ДИАМЕТРОМ 19 ММ Свитнев С.А., Левченко В.А., Старшинов П.В., Попов О.А., Шунков Ю.Е., 3Кудрявцев Н.Н.

МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ГИДРОФИЛИЗАЦИИ ПОВЕРХНОСТИ ТКАНЕЙ НА ОСНОВЕ

ВОЛОКОН ИЗ СВМПЭ, МОДИФИЦИРОВАННЫХ ВЧ РАЗРЯДОМ Сергеева Е.А., Костина К.Д..... 169

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРОБОЯ ГАЗОВ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ В МАГНИТНЫХ

ПОЛЯХ Аль-Харети Ф.М.А., Омаров О.А., Омарова Н.О., Омарова П.Х.

ВЧ ПЛАЗМЕННАЯ МОДИФИКАЦИЯ ПОВЕРХНОСТИ МЕТАЛЛОВ И ИХ СПЛАВОВ Христолюбова В.И.

ИЗМЕНЕНИЕ ФИЗИКО-МЕХАНИЧЕСКИХ СВОЙСТВ МЕТАЛЛОРЕЖУЩЕГО И ОБРАБАТЫВАЮЩЕГО

ИНСТРУМЕНТА ПРИ ОБРАБОТКЕ ВЧ ПЛАЗМОЙ ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ Христолюбова В.И.

ПРЕИМУЩЕСТВА ВЧ ПЛАЗМЕННОЙ ОБРАБОТКИ УГЛЕРОДИСТОЙ ИНСТРУМЕНТАЛЬНОЙ СТАЛИ

У8 Христолюбова В.И

ВЛИЯНИЕ ПРОДОЛЬНОГО МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА СПЕКТРЫ ИЗЛУЧЕНИЯ В РАЗРЯДЕ ГАЗОВ

ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ Аль-Харети Фаваз Мохаммед Али

ВЛИЯНИЕ ЗАРЯЖЕННЫХ МИКРОЧАСТИЦ НА ХАРАКТЕРИСТИКИ ПОЛОЖИТЕЛЬНОГО СТОЛБА

ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА В НЕОНЕ В.В. Шумова, Д.Н. Поляков, Л.М. Василяк

РАДИАЛЬНОЕ РАВНОВЕСИЕ ПЫЛЕВЫХ СТРУКТУР С РАЗЛИЧНОЙ КОНЦЕНТРАЦИЕЙ

МИКРОЧАСТИЦ С УЧЕТОМ ТЕПЛОВЫДЕЛЕНИЯ В ТЛЕЮЩЕМ РАЗРЯДЕ В НЕОНЕ В.В. Шумова,

Д.Н. Поляков, Л.М. Василяк

ВЕРОЯТНОСТНЫЙ МЕТОД РАСЧЕТА ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПРОНИЦАЕМОСТИ ИОНОСФЕРЫ,

ВОЗБУЖДЕННОЙ ВНЕШНИМ ВЫСОКОЧАСТОТНЫМ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ПОЛЕМ Шестакова О. В.

О СТУПЕНЧАТОМ ПРОВАЛЕ НАПРЯЖЕНИЯ В ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ ГЕЛИИ И АРГОНА ПРИ ИСКРОВОМ

ПРОБОЕ ПРИ НАЛИЧИИ ОБЛУЧЕНИЯ ГАЗОВОГО ПРОМЕЖУТКА СВЕТОМ КОНДЕНСИРОВАННОЙ

ИСКРЫ Эфендиев А.З., Эфендиев К.А., Рамазанов А.А.

ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПРОБОЯ ГАЗОВ ПРИ НАЛИЧИИ ОБЛУЧЕНИЯ СВЕТОМ

КОНДЕНСИРОВАННОЙ ИСКРЫ Эфендиев А.З., Эфендиев К.А., Рамазанов А.А.

ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ГАЗА ПРИ ДАВЛЕНИЯХ БЛИЗКИХ К

АТМОСФЕРНОМУ Юнусов А.М.

ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОАНИЕ ПРОЦЕССОВ РЕЗОНАНСНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ЛАЗЕРНОГО

ИЗЛУЧЕНИЯ С ПЛОТНОЙ ПЛАЗМОЙ НАНОСЕКУНДНЫХ ГАЗОВЫХ РАЗРЯДОВ Ашурбеков Н.А., Абдурагимов Э.И., Раджабова Ф.М., Экперова Н.С.

–  –  –

КРИТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ МОДЕЛИ ИЗИНГА С УЧЕТОМ

ВЗАИМОДЕЙСТВИЯМИ БЛИЖАЙШИХ И СЛЕДУЮЩИХ БЛИЖАЙШИХ СОСЕДЕЙ А.К. Муртазаев, М.К. Рамазанов, М.К. Бадиев, Д.Р. Курбанова

Устные и стендовые доклады

КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ДВУМЕРНОЙ РАЗБАВЛЕННОЙ

АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ МОДЕЛИ ПОТТСА НА ТРЕУГОЛЬНОЙ РЕШЕТКЕ А.К. Муртазаев, А.Б.

Бабаев, Г.Я. Атаева

ТРИКРИТИЧЕСКАЯ ТОЧКА ТРЕХМЕРНОЙ ЧЕТЫРЕХВЕРШИННОЙ НЕУПОРЯДОЧЕННОЙ МОДЕЛИ

ПОТТСА А.К. Муртазаев, А.Б. Бабаев, Г.Я. Атаева

ИССЛЕДОВАНИЕ КРИТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ АНИЗОТРОПНОЙ МОДЕЛИ ИЗИНГА С

КОНКУРИРУЮЩИМИ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯМИ В ОБЛАСТИ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА ИЗ

МОДУЛИРОВАННОЙ ФАЗЫ В ПАРАМАГНИТНУЮ МЕТОДАМИ МОНТЕ-КАРЛО А.К. Муртазаев, Ж.Г. Ибаев

К ИСПОЛЬЗОВАНИЮ НЕЛИНЕЙНО-ОПТИЧЕСКОЙ ДИАГНОСТИКИ ДЛЯ РЕШЕНИЯ

РЕКОНСТРУКТИВНЫХ ЗАДАЧ М.Г.Каримов, К.М. Каримов, А.А. Аливердиев

О ЛАЗЕРНОМ УДАРНОМ СЖАТИИ КОМПОЗИТНОЙ МИШЕНИ В ЭКСПЕРИМЕНТАХ С ДВОЙНЫМ

ФОКАЛЬНЫМ ПЯТНОМ A. Аливердиев, D. Batani, A. Амирова, R. Benocci, R. Dezulian, E. Krousky, M. Pfeifer, J. Skala, R. Dudzak

ВЛИЯНИЕ НАПРАВЛЕНИЯ ПОЛЯРИЗАЦИИ НА ЧАСТОТНЫЙ СПЕКТР ИМПЕДАНСА МЕЖФАЗНОЙ

ГРАНИЦЫ КАРБИД КРЕМНИЙ/ЭЛЕКТРОЛИТ Гираев М.А., Кардашева Г.Д., Шахабудинов А.Ш., Джабраилова Х.Р.

МОРФОЛОГИЯ МЕЖФАЗНОЙ ГРАНИЦЫ ЭПИТАКСИАЛЬНЫЙ СЛОЙ КАРБИД КРЕМНИЯ/ВОДНЫЙ

ЭЛЕКТРОЛИТ Гираев М.А., Кардашева Г.Д., Шахабудинов А.Ш., Джабраилова Х.Р.................. 245 ЦЕНТРЫ ПРИЛИПАНИЯ ЭЛЕТРОНОВ С ОТТАЛКИВАЮЩИМ БАРЬЕРОМ Хамидов М.М., Магомедбеков У.Г., Рабаданов М.Х., Гасанов Н.Г., Гаджиев Г.М.

ОБЪЯСНЕНИЕ ОСОБЕННОСТЕЙ СЕЧЕНИЙ ЗАХВАТА ЭЛЕКТРОННЫХ ЦЕНТРОВ ПРИЛИПАНИЯ В

КРИСТАЛЛАХ CdSxSe1-xRb Хамидов М.М., Магомедбеков У.Г., Рабаданов М.Х., Гасанов Н.Г., Гаджиев Г.М.

ОСОБЕННОСТИ ПОВЕДЕНИЯ АНТИФЕРРОМАГНИТНОЙ МОДЕЛИ ИЗИНГА НА КВАДРАТНОЙ

РЕШЕТКЕ С УЧЕТОМ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ ВТОРЫХ БЛИЖАЙШИХ СОСЕДЕЙ М.А. Магомедов, А.К.

Муртазаев, М.К. Рамазанов

ПЛОТНОСТЬ СОСТОЯНИЙ И ЭНТРОПИЯ МОДЕЛИ НАНОГРАФЕНА М.А. Магомедов, А.К.

Муртазаев

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВЫСОКОВОЛЬТНОГО РАЗРЯДА В БИНАРНЫХ СМЕСЯХ

ДИГИДРОФОСФАТОВ НАТРИЯ И КАЛИЯ С.М.Гаджиев

ПРЕДЕЛЬНАЯ ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ БИНАРНЫХ СМЕСЕЙ NaH2PO4 И KH2PO4 С.М.Гаджиев, С.С.Алиева

ФОТОЛЮМИНИСЦЕНТНЫЕ ХАРАКТКРИСТИКИ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК ПСЕВДОРАСТВОРОВ В

СИСТЕМЕ SIC-AlN Рамазанов Ш.М., Курбанов М.К., Ахмедов Р.Р.

СИНТЕЗ ВИСКЕРОВ ТЕЛЛУРА ИЗ ГАЗОВОЙ ФАЗЫ ТЕРМОХИМАКТИВАЦИОННЫМ МЕТОДОМ

Шапиев И.М., Исмаилов А.М., Алиев И.Ш

ОПТИЧЕСКАЯ ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ ЭПИТАКСИАЛЬНОГО ГРАФЕНА З.З. Алисултанов, Р.П.

Мейланов, Г.М. Мусаев, Д.М. Рустамова, А.М. Хабибулаева

ВЛИЯНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО И МАГНИТНОГО ПОЛЕЙ НА ЭЛЕКТРОННЫЕ СОСТОЯНИЯ СИСТЕМЫ

«АДАТОМ - ПОВЕРХНОСТЬ» Мусаев Г.М., Нухов А.К.

КАТОДОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЕВ ZnO:Ga/(0001)Al2O3, ПОЛУЧЕННЫХ ХИМИЧЕСКИМ ПЕРЕНОСОM Рабаданов М.Х., Алиев И.Ш., Исмаилов А.М., Абдулаев Х.М.

КАТОДОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК ZnO, ПОЛУЧЕННЫХ В МАГНЕТРОННОЙ

СИСТЕМЕ ПРИ БОЛЬШИХ ПЛОТНОСТЯХ ТОКА РАЗРЯДА Алиев И.Ш., Исмаилов А.М., Шапиев И.М., Абдулаев Х.М.

ТЕХНОЛОГИЯ ПОЛУЧЕНИЯ КУПРАТНЫХ ВТСП Гаджимагомедов С.Х., Табит А.Ф.А., Палчаев Д.К., Рабаданов М.Х., Мурлиева Ж.Х., Фараджева М.П.

ТЕХНОЛОГИЯ ПОЛУЧЕНИЯ ТОНКИХ ПЛЕНОК КУПРАТНЫХ ВТСП МЕТОДОМ МАГНЕТРОННОГО

РАСПЫЛЕНИЯ Гамматаев С. Л., Хашафа А. Х., Алиханов Н. М.-Р., Эмиров Р. М.

СТРУКТУРА НАНОТРУБОК TiO2, ПОЛУЧЕННЫХ ГИДРОТЕРМАЛЬНЫМ МЕТОДОМ Шабанов Н.С., Палчаев Д.К., Алиханов Н. М.-Р.,Эмиров Р.М.

ОСОБЕННОСТИ ТЕМПЕРАТУРНЫХ ЗАВИСИМОСТЕЙ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПРОНИЦАЕМОСТИ

НАНОКРИСТАЛЛИЧЕСКОГО ПОРОШКА ФЕРРИТА ВИСМУТА Мурлиева Ж.Х., Палчаев Д.К., Табит А.Ф., Садыков С.А., Фараджева М.П., Эмиров Р.М., Алиханов Н.М., Исаева П.М

СИНТЕЗ И СВОЙСТВА НАНОТРУБОК ДИОКСИДА ТИТАНА Шабанов Н.С., Оруджев Ф.Ф., Мурлиев Э.К.

СИНТЕЗ ГРАФЕНОВ ПРИ ПИРОЛИЗЕ ПРОПАН-БУТАНОВОЙ СМЕСИ В ПЛАЗМОСТРУЙНОМ

РЕАКТОРЕ Амиров Р.Х., Исакаев Э.Х., Катаржис В.А., ШавелкинаМ.Б., ШаталоваТ.Б................ 304

ИССЛЕДОВАНИЕ ФЛУОРЕСЦЕНТНЫХ И СПЕКТРАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК В ПРОЦЕССЕ

ЭМБРИОГЕНЕЗА ИКРЫ Магомедова У. Г-Г.

ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ПЛЕНОК CdTe/Al2O3, CdTe/GaAs Гасанова Р.Н.

КОМПЛЕКС ДЛЯ СИСТЕМЫ МОНИТОРИНГА СОЛНЕЧНЫХ ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ МОДУЛЕЙ НА

ОСНОВЕ КРИСТАЛЛИЧЕСКОГО И МИКРОМОРФНОГО КРЕМНИЯ Бабаев А.А, Алиев А.Р. Теруков Е.И., Хасбулатов А.М

К ВОПРОСУ О СОЛНЕЧНОЙ ЭНЕРГЕТИКЕ А.М. Хасбулатов

СПЕКТРАЛЬНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ФОТОПРОВОДИМОСТИ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК ОКСИДА

ЦИНКА Темиров А. Т., Шаихов Д. А., Магомедов М. А.

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК ZnO В ЗАВИСИМОСТИ ОТ УСЛОВИЙ

ОСАЖДЕНИЯ И ОРИЕНТАЦИИ ПОДЛОЖКИ Темиров А. Т., Шаихов Д. А., Магомедов М. А....... 320

ТРАВЛЕНИЕ КАК МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ СТРУКТУРЫ ТВЕРДОГО РАСТВОРА В СИСТЕМЕ SiC – AlN

Офицерова Н.В., Савина В.И., Исрапилов С.И.

ИССЛЕДОВАНИЕ КАТОДОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ НА ОСНОВЕ SiС Офицерова

Н.В., Нурмагомедов Ш.А., Гаирбеков М.Ч.

СЕНСОРЫ НА ОСНОВЕ ТОНКИХ ПЛЕНОК ОКСИДОВ МЕТАЛЛОВ Абрамова Б.А.

ТРЕБОВАНИЯ К ОМИЧЕСКИМ КОНТАКТАМ Гусейханов М.К, Гуйдалаева Т.А.

ПОЛУЧЕНИЕ, СТРУКТУРА И УПРУГИЕ СВОЙСТВА КЕРАМИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ В СИСТЕМЕ SICВЕО Шабанов Ш.Ш., Кардашова Г.Д., Ахмедов Р.Р., Ферхатов Э., Ахмедов М

ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРЫ ПОВЕРХНОСТИ ИЗЛОМА КЕРАМИКИ SIC- ALN МЕТОДОМ

СКАНИРУЮЩЕЙ ЗОНДОВОЙ МИКРОСКОПИИ И РЕНТГЕНОДИФРАКТОМЕТРИИ Г.Д. Кардашова, Ш.Ш.Шабанов, Б.А. Билалов, Д.С.Даллаева, Г.А.Вагабова

ГАЗОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА

–  –  –

Дан краткий исторический обзор развития теории физики плазмы, в котором основные вехи были определены перечисленными в заглавии физиками.

1. Ниже речь будет идти исключительно о полностью ионизованной газоразрядной электронно-ионной плазме, хотя современная теория плазмы с таким же успехом применяется к твердотельной плазме металлов и полупроводников, а также к электролитам. Дело в том, что именно газовый разряд, а точнее оптика излучения возбужденных атомов в газовом разряде стала предметом интенсивных исследований в конце 19-го и в начале 20-го веков, результаты которых легли в основу создания квантовой механики. Сам же газовый разряд как самостоятельный физический объект в то время никого особо не интересовал.

Первый, кто начал последовательное исследование физики плазмы газового разряда был американский физикохимий Ирвин Ленгмюр. Он же ввел в 1926 году определение плазмы «как газа, состоящего из электронов, ионов и нейтральных атомов и молекул»

(наличие в этом определении слов «плазма - это газ….» впоследствии оказалось причиной многих недоразумений, которые не полностью искоренены до настоящего времени).

1926 год следует считать первой основной вехой в теории физики плазмы, поскольку именно в этом году И. Ленгмюр, изучая низкочастотные (по сравнению с оптическими частотами) волны в газоразрядной плазме, обнаружил новую, не существующую в обычных газах нейтральных частиц, ветвь колебаний. Частота обнаруженных колебаний оказалась пропорциональной квадратному корню из плотности электронов ne и обратно пропорциональной квадратному корню из его массы m [1]:

4 e2 ne Le 3.109 ne 1/ c (1) m Здесь e заряд электрона. И. Ленгмюр сам же попытался объяснить этот спектр на основе простейшей модели независимых частиц (подробнее о теоретических моделях описания плазмы можно познакомиться по монографиям [2,3,4]). Он действительно получил в такой модели спектр частот колебаний плазмы (1) и условие их существования:

Le e, (2) где e частота упругих столкновений электронов в плазме с ионами и нейтральными частицами (обратное время релаксации их импульса). Это был безусловный триумф И.

Ленгмюра, и эти колебания получили название ленгмюровских колебаний, а частота (1)

– ленгмюровской частоты.

В том же 1926 году И. Ленгмюром и Л.

Тонксом по резонансному поглощению СВЧ волн в плазме (резонансы Тонкса – Ленгмюра) была исследована дисперсия ленгмюровских волн в модели двухжидкостной гидродинамики в длинноволновом приближении ( kvTe ) и теоретически получен спектр частот с дисперсией[5]:

–  –  –

О совпадении дисперсионной поправки в спектре (3) с экспериментом можно было говорить лишь качественно. Это расхождение теории с экспериментом был разрешен значительно позже, после создания кинетической теории плазмы. Но об этом позже.

Сейчас же отметим, что в работе[5] был теоретически получен и спектр акустических колебаний, которых искал в экспериментах И. Ленгмюр в своей первой работе[1]. Этот спектр с учетом затухания ( i i ) в длинноволновом пределе (

Li ) выглядит так:

–  –  –

Здесь cs (Te Ti ) / M скорость звука, причем Te u Ti температуры электронов и ионов, соответственно, M масса иона в плазме, i частота упругих столкновений ионов, а постоянная адиабаты (для одноатомного газа 5 / 3 ). Акустический спектр (4) также только качественно соответствовал эксперименту; количественное расхождение было еще более разительным, чем в случае ленгмюровского спектра (3). И эта проблема была разрешена позже.

2. Первый, кто понял, что для описания газа с кулоновским взаимодействием частиц кинетическое уравнение Больцмана, основанная на разложении по степеням плотности частиц (вследствие малости радиуса взаимодействия сил по сравнению со средним расстояниями между частицами) не применимо был Л.Д. Ландау. Необходимо построения новой кинетической теории. И он в 1937 году попытался построить такую теорию[6]. Л.Д. Ландау правильно понял, что причина появления новых явлений в плазме(в частности, ленгмюровских волн) лежит в дальнодействии кулоновских сил взаимодействия частиц плазмы. При этом он исходил из предположения о малости кулоновского взаимодействия частиц по сравнению с их тепловой энергии:

e2n1/3 T, (5)

И воспользовался приближением малой передачи импульса частиц при столкновениях.

В результате Л.Д.

Ландау получает кинетическое уравнение Больцмана для одночастичной функции распределения с упрощенным интегралом столкновений[6] (о выводах интегралов столкновений см.[3]):

–  –  –

Ограничиваться только главным значением, как это сделал А.А. Власов, нет никаких оснований.

В результате к спектру частот (3) была получена мнимая поправка, соответствующая затуханию колебаний со временем:

–  –  –

В научной литературе это затухание плазменной волны получило название «затухания Ландау», причем ее физическая природа состоит в черековском поглощением волн со спектром (3) электронами плазмы. Причем поглощают колебания частицы, для которых выполнено условие черенковского резонанса kv. Такие частицы получили название резонансных.

Формула (14), полученная Л.Д. Ландау, безусловно, правильная и придуманный им контур с обходом полюса тоже правильный. Только критика А.А. Власова в работе[9] не по адресу. Дело в том, что А.А. Власов в работе[7] решал стационарную задачу на собственные колебания и искал решения вида exp(i ikr ) с действительными значениями u k, и такие решения существует. В частности, таким решением является Le kc. Такие решения всегда и найденный им спектр колебаний (11) при существуют в случаях, когда равновесная функция не содержит резонансных частиц.

Более подробно о незатухающих власовских колебаниях и условий их существования можно познакомиться по работе[11]. Л.Д. Ландау же в своей работе[9] решал начальную задачу Коши развития во времени малых начальных возмущений, которую неправильно решил в 1937 году в работе [6]. В работе[9] он признал применимость уравнения А.А. Власова с учетом самосогласованного поля для описания колебаний электронного газа и получил действительно правильные результаты, которые в дальнейшем привели к бурному развитию теории физики плазмы, как в нашей стране, так и за рубежом. Достаточно отметить создание квазилинейной[12,13] и нелинейной[14,15] теорий колебаний плазмы и огромное число применений этих теорий.

Отметим также, что формула (13), соответствующая контуру Л.Д. Ландау, известна в теории функции комплексного переменного еще с 1873 года как формула Сахоцкого[16], которую, по-видимому, Л.Д. Ландау не знал.

Еще более ожесточенной критике подверглась работа А.А. Власова[10] в работе 4-х авторов[17], которые отрицали не только дисперсионное уравнение, но применимость метода самосогласованного поля для описания динамики плазмы. Среди авторов этой работы и сам Л.Д. Ландау, и не случайно, что эта работа не числится в сборнике трудов Л.Д. Ландау[18].

К сожалению, приходиться отметить, что работы [9,17], посвященные резкой критике работ А.А. Власова[7,10], в большей части проявление недобросовестности в наук

е. А.А. Власову не дали опубликовать ответ на критику в журнале ЖЭТФ, сославшись на большой объем. Ему пришлось опубликовать ответ в малоизвестном журнале[19] и, по-видимому, осталось не замеченной широкому кругу физиков. О малодоступности ведомственных журналов МГУ, в которых публиковался А.А. Власов, говорит тот факт, что Б.Б. Кадомцев и Е.К. Завойский, будучи рецензентами, дали положительные отзывы на цикл работ А.А Власова, представленной в1970 году на соискание Ленинской премии, но при этом в своих отзывах отметили, что А.А. Власов допустил ошибку при интегрировании несобственного интеграла и пропустил (не учел) бесстолкновительное затухание плазменных волн (затухание Ландау).

Приведем отрывок из отзыва Б.Б. Кадомцева, опубликованного Н.Е. Завойской в книге[20]: «При исследовании дисперсионного уравнения для плазменных колебаний А.А. Власов допустил небольшую некорректность, используя главное значение от интеграла с особенностью без достаточных на то оснований. Это обстоятельство послужило причиной довольно острой дискуссии между А.А. Власовым и Л.Д. Ландау.

Л.Д. Ландау показал, что корректное решение задач о колебаниях плазмы как задач с начальными значениями или граничными условиями приводит к интегралу с обходом особой точки в комплексной плоскости, и благодаря этому появляется специфическое затухание, не связанное со столкновениями (затухание Ландау). Как показало проведенное в последние годы исследование слабо нелинейных колебаний, решение А.А. Власова (дисперсионного уравнения) также имеет определенный физический смысл – оно соответствует установившимся нелинейным волнам малой амплитуды с захваченными частицами. Это не правда.

В работе[10] (в дополнении 2), которая была включена в цикл, представленный на премию, решается задача Коши о развитии начальных возмущений плотности электронов и получена точная формула для спектра колебаний потенциала поля с учетом бесстолкновительного затухания[10]:

(t ) (0)exp(kvTet )cos Let (15) Как видно из отзыва, Б.Б. Кадомцев эту работу не читал.

Что касается академиков Л.Д. Ландау, М.А. Леонтовича и В.А. Фока (авторов работы[17]), то они в 1943-44 годах были членам кафедры теоретической физики физического факультета МГУ, на которой работал А.А. Власов. Кафедра представила работу[10] на соискание только что основанной Ломоносовской Премии и А.А Власов ее получил. Академики по долгу службы должны были знать эту работу и они ее знали, о чем свидетельствует Л.С. Кузьменков в своей статье в книге[20].

В сказанном выше явно просматривается недобросовестность авторов работы[17].

Испытываю угрызения совести и я, поскольку в работе 1961 года[2] есть ссылка на работу[17], но, по-видимому, я ее не читал, либо не заметил дополнение 2, где решена задача Коши для плазменных колебаний и открыто бесстолкновительное затухание волн.

4. Последняя важная веха в теории физики плазмы, с моей точки зрения, связана с развитием теории ионно-звуковых волн в плазме. Она началась в 1954 году, когда Г.В.

Гордеев в работе[21] показал, что низкочастотная коллективная акустическая ветвь колебаний существуют только в сильно неизотермической плазме с горячими электронами с Te Ti и они получили название ионно-звуковых волн. Ионно – звуковые волны нашли широкое применение при нагреве ионов плазмы, а поэтому они играют важную роль в проблеме управляемого термоядерного синтеза. Этим объясняется постоянное внимание физиков к теории ионно – звуковых волн.

Существенное развитие теория ионно – звуковых колебаний неизотермической плазмы получило в работах Б.Б. Кадомцева[14, т.4], В.И. Петвиашвили[22] и В.П.

Силина с сотрудниками[23]. В них развивается теория ионно – звуковой турбулентности неизотермической плазмы на основе не затухающих мод Власова. Идея этого направления было предложена Б.Б. Кадомцевым и В.И. Петвиашвили, которые учли вынужденное рассеяние волн на ионах и показали возможность компенсации инкрементом вынужденного рассеяния линейного черенковского затухания ионно звуковой волны. Развитая теория турбулентности коренным образом отличается от обычной теории: она не содержит сильной диссипации и носит волновой характер. Эта теория бурно развивается до сих пор[24,25]. Поэтому эту проблему я не буду здесь обсуждать. Она подробно освещена в прекрасных работах В.П. Силина в [24,25,33].

Здесь я кратко остановлюсь на отличие ионно – звуковых волн в плазме от обычных звуковых волн в нейтральном газе. В длинноволновом (истинно акустическом) пределе спектр частот ионно - звуковых волн дается формулой Te P k z k (16) M Здесь P neTe давление, а ni M плотность плазмы, причем, ne zni, где ze заряд иона. При этом ионный звук является изотермическим с постоянной температурой, Te const. Изотермичность ионного звука обеспечивается высокой kvTe. При этом, как видно из спектра (16), электронной теплопроводностью, постоянная адиабаты 1, и это указывает еще раз на то, что плазма не газ, а скорее жидкость (в сфере взаимодействия много частиц). В газе из смеси «одноатомных»

частиц – электронов и ионов с пропорцией ne zni постоянная адиабаты должна быть равной 5 / 3. Следствием указанных особенностей является разрывов типа ударных волн в неизотермической плазме. В неизотермической же плазме с Te Ti возможно распространение только уединенной волны (солитона) с полушириной порядка дебаевского радиуса электронов. Эта волна, по существу, представляет собой двойной электрический слой, в котором электроны (электронный слой) опережают ионы (ионный слой) и тянут их с собой. Потенциал электрического поля двойного слоя при этом описывается уравнением (слабо нелинейная волна)[26]:

Te rDe d 2 Te Vs 2e d (17) e u x ut, Vs скорость ионного звука, а u подлежащая Здесь определению скорость уединенной волны (солитона).

Уравнение (17), известное под названием уравнения Кортевега-де-Вриза (КдВ), имеет точное решение:

max ch 2 ( / ), (18)

–  –  –

звука, а ширина волны больше дебаевского радиуса.

Решение (18) соответствует слабой волне.

В случае сильной волны ионно-звуковой солитон превращается в протяженный двойной слой с сильным электрическим полем [27]:

E 4 neTe. (20) Соотношение (20) означает, что в отличие от обычного газа, в котором за фронтом сильной ударной волны давление превышает давление газа перед фронтом в M раз ( M число Маха), в плазме за передним фронтом уединенной волны плазма поляризуется и рождается электрическое поле с таким же давлением.

В заключении отметим еще одно важное проявление ионно – звуковых волн в плазме. Обладая малой по сравнению с тепловой скоростью электронов фазовой скоростью, такие волны эффективно поглощаются и излучаются электронами плазмы.

Как следствие обменное взаимодействие электронов посредством ионно – звуковых волн в неизотермической плазме может превосходить кулоновское, в особенности на больших расстояниях, превосходящих дебаевский радиус экранировки, что существенно проявляется в процессах релаксации электронов[3,4,28]. Если при этом учесть, что потенциал обменного взаимодействия соответствует притяжению электронов, то легко сообразить какие новые возможности возникают2).

__________В нашем обзоре мы умышленно не коснулись двух чрезвычайно важных проблем:

проблемы вынужденного излучения плазменных волн электронными пучками, теоретически предсказанной А.И. Ахиезером и Я.Б. Файнбергом[29] и Д. Бомом и Е.

Гроссом[30]А также проблемы управляемого термоядерного синтеза. Это чисто прикладные проблемы, которые, однако, внесли огромный вклад в развитии теории физики плазмы. К первой проблеме Б.Б. Кадомцев не имел прямого отношения (с ней можно подробно познакомиться по работе[31]); ко второй Борис Борисович имел очень тесное отношение и в ее развитии внес огромный вклад, что полностью отражен в[14](см. также сборник трудов[32]).

Литература

[1]. I. Lengmuir, Proc. Nat. Akad. Sci. USA., 14, 117, (1926).

[2]. В.П. Силин, А.А. Рухадзе, Электромагнитные свойства плазмы и плазмоподобных сред, М. Атомиздат 1961. 2 и 3 изд.URSS, ЛИБРОКОМ,2012.

[3]. В.П. Силин, Введение в кинетическую теорию газов, М. Наука, 1968 [4]. А.Ф. Александров, Л.С. Богданкевич, А.А. Рухадзе, Основы электродинамики плазмы, м. Высшая школа, 1978, англ. перевод, Springer, Heidelberg, 1984.

[5]. L. Tonks, I. Lengmuir, Phys. Rev. 36, 990, (1926).

[6]. Л.Д. Ландау, ЖЭТФ 7, 203 (1937).

[7]. А.А. Власов, ЖЭТФ 8, 291 (1938).

[8]. Н.Н. Боголюбов, Проблемы динамической теории в статистической физике, М.

Гостехиздат, 1946.

[9]. Л.Д. Ландау, ЖЭТФ 16, 524 (1946).

[10]. А.А. Власов, Ученые записки МГУ, физика, вып. 75, част 1, (1945).

[11]. N.G. Van Kampen, Physica, 21, 949 (1955).

[12]. Ю.А. Романов, Г.Ф. Филлипов, ЖЭТФ 40, 123,(1961) [13]. А.А. Веденов, Е.П. Велихов, Р.З. Сагдеев, Ядерный синтез 1, 82 (1961); УФН 73, 701, (1961).

[14]. Вопросы теории плазмы, под редакцией М.А. Леонтовича, вып. 1-7, М.

Госатомиздат, 1963-1967.

[15]. В.Н. Цитович, Нелинейные эффекты в плазме, М. Наука, 1967.

[16]. Ю.А. Сахоцкий, Об определенных интегралах и функциях, употребляемых при разложениях в ряды, СПБ 1873 г.

[17]. В.Л. Гинзбург, Л.Д. Ландау. М.А. Леонтович, В.А. Фок, ЖЭТФ 16, 246 (1946).

[18]. Л.Д. Ландау, Собрание трудов, т. 1 и 2, М. Наука, 1960.

[19]. А.А. Власов (ответ авторам[17]), Вестник МГУ, физика – астрономия, № 3-4, (1946).

[20]. Сборник: Основополагающие работы А.А. Власова по теории плазмы под ред.

А.А. Рухадзе. М. Изд. ООО 2Мир журналов», 9014.

[21]. Г.В. Гордеев, ЖЭТФ 27, 18 (1954).

[22]. В.И. Петвиашвили, ДАН СССР, 153, 1295, (1963).

[23]. В.П. Силин, С.А Урюпин, ЖЭТФ, 102, 78, (1992); В.П. Силин, Физика плазмы, 37, 489Б (2012).

[24]. В.П. Силин, Прикладная физика, №6. 5, (2012); В.Ю. Попов, В.П. Силин, Физика плазмы, 40, 368, (2014) [25]. О.Г. Бакунин, УФН, 183, 12136, (2013).

[26]. А.Ф. Александров, А.А. Рухадзе, Лекции по электродинамике плазмоподобных сред, М. изд. МГУ, 1999.

[27]. А.А. Рухадзе, Инженерная физика, №4, 14, (2014).

[28]. Л.М. Горбунов, Введение в нелинейную электродинамику плазмы, М. РИС ФИАН, 2009.

[29]. А.И. Ахиезер, Я.Б. Файнберг, ДАН СССР 69, 555 (1949).

[30]. D. Bohm, T. Gross, Phys. Rev. 75, 1951 (1949).

[31]. М.В. Кузелев, А.А. Рухадзе, П.С. Стрелков, Плазменная релятивистская СВЧ электроника, М. изд. МГТУ, 2002.

[32]. Б.Б. Кадомцев, Избранные труды в 2-х томах, М. Фиэматгиз, 2003.

[33].В.П. Силин, Успехи прикладной физики, т.2, №4, с.420-433 (2014)

ТЛЕЮЩИЙ РАЗРЯД В СМЕСИ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ С ПАРАМИ ВОДЫ:

ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА И ПРИЛОЖЕНИЯ

Т.Артамонова2, А.Мельников1,2, Д.Михайлов1, С.Мурашов2, А.Пастор1, Л.Ракчеева2, П.Сердобинцев1, Н.Тимофеев1, М.Ходорковский2 Санкт-Петербургский государственный университет, 198504 Санкт-Петербург, Петродворец, ул. Ульяновская 3 Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, 195251 Санкт-Петербург, ул. Политехническая 29 Разряды низкого давления в инертных газах с молекулярными добавками чрезвычайно интересны как физические объекты и как объекты для различных практических применений. Присутствие в плазме молекул, как правило, порождает целую цепочку плазмохимических реакций, которые коренным образом изменяют свойства плазмы, что порождает интерес исследователей и может дать начало практическим применениям. Примерами таких разрядов могут служить разряды с молекулярным азотом и кислородом, углекислым газом, окисями азота и углерода и др.

Разряд с парами воды с полным основанием может быть отнесен к разрядам данного класса, в котором молекулы воды, давая «жизнь» новым атомарным и молекулярным частицам, коренным образом изменяют свойства разряда.

–  –  –

В работах [1-3] были проведены исследования разряда в смеси инертных газов с парами воды в кварцевых разрядных трубках при добавлении молекул воды к разряду в инертном газе определенными фиксированными порциями. Было обнаружено, что при определенных условиях интенсивность излучения полосы 306.4 нм молекулы ОН существенно превышает излучение всех других линий и полос в диапазоне 220-950 нм.

Спектр излучения плазмы данного разряда представлен на первом рисунке [1-3] (PAr = 10 Тор, разрядный ток i = 200 mA). Этот факт позволил рассматривать данный разряд как основу для создания нового экологически чистого источника оптического излучения (источника света).

Данная работа посвящена исследованию тлеющего разряда в смеси инертных газов

– Ne, Ar, Kr, Xe – с парами воды. Разряд создавался в цилиндрической стеклянной трубке диаметром 2.54 см и длиной 20-50 см. Давление инертного газа изменялось в диапазоне 0.5-20 Тор, давление паров воды варьировалось от 0 до 10–1 Тор, разрядный ток изменялся в диапазоне 100-600 мА.

В отличие от [1-3], разрядные трубки были покрыты изнутри люминофором, максимум чувствительности которого был близок к излучению молекулы гидроксила

306.4 нм. Использование люминофора объяснялось несколькими факторами: 1) как оказалось, люминофор является хорошим абсорбентом молекул воды, который при нагревании выделяет воду в объем плазмы, причем давление паров воды зависит от температуры стенок разрядной трубки, 2) люминофор служил индикатором излучения гидроксила, 3) наличие люминофора приближало конструкцию трубки к реальному источнику света. Наиболее важным являлось то, что наличие люминофора позволяло контролировать (устанавливать) давление паров воды термостабилизацией температуры стенок разрядной трубки. С этой целью разрядная трубка помещалась в водяной кожух, в котором температура воды фиксировалась в диапазоне (5-95)оС с точностью 0.1оС. В качестве электродов использовались стандартные BaO-SrO-CaO катоды ртутных люминесцентных ламп. Для предотвращения взаимодействия паров воды с материалом катодов использовался постоянный подогрев электродов внешним электрическим током.

Исследовались электрические характеристики (напряженность продольного электрического поля в плазме, приэлектродные потери), спектроскопические характеристики (интенсивности спектральных линий атомов инертных газов и атомарного водорода, полосы 306.4 нм гидроксила и интенсивность свечения люминофора) и энергетические характеристики (световая отдача) положительного столба и разряда как целого в зависимости от рода инертного газа (Ne, Ar, Kr, Xe), давления газа и паров воды, величины разрядного тока. Полученные данные позволили построить непротиворечивую картину процессов, определяющих свойства исследуемой плазмы, создать модель плазмы, предложить и исследовать пути увеличения эффективности генерации УФ-излучения 306.4 нм молекулы гидроксила.

Ar Ne Kr Intensity (rel.un.) В качестве иллюстрации на следующем рисунке приведен спектр излучения разряда в смеси паров воды с различными инертными газами при давлении инертного газа 1.0 Тор и разрядном токе 0.3 А [4]. Оказалось, что разряд с аргоном дает наибольшую интенсивность свечения люминофора. Это, в свою очередь обеспечило наибольшую световую отдачу разряда с аргоном, которая составила ~ 40% от световой отдачи ртутной люминесцентной лампы.

Совокупность полученных данных позволила установить следующий важный факт.

Было выявлено, что основными механизмами рождения возбужденных молекул гидроксила являются: 1) тушение возбужденных атомов аргона молекулами воды с образованием атомарного водорода и молекулы ОН в состоянии A2+ (реакция Ar* + H2O OH(A2+) + H + Ar) и 2) последующее электронное возбуждение рожденных в реакции (1) молекул ОН после их высвечивания, причем вторая реакция в исследованных условиях существенно эффективнее первой.

Используя разработанную модель, было предложено и исследовано три возможных пути увеличения эффективности генерации УФ-излучения 306.4 нм молекулы гидроксила путем увеличения концентрации молекул гидроксила в разряде.

1. Добавление к аргону других инертных газов, имеющих более высокие потенциалы возбуждения и ионизации (Ne, He). Идея состоит в том, чтобы увеличить концентрацию молекул ОН за счет увеличения времени их диффузии к стенкам разряда. При этом добавляемый инертный газ должен играть роль «буфера», определяющего только процессы диффузии частиц. Можно показать, что эффективность генерации УФ-излучения молекулами гидроксила зависит от характеристик плазмы следующим образом: ~ bi/OH, где bi есть подвижность ионов аргона и OH есть длина свободного пробега молекул ОН. Оказывается, что добавление неона и/или гелия существенно сильнее замедляет диффузию молекул ОН, чем уменьшает подвижность ионов, поскольку атомы неона и гелия не участвуют в процессах резонансной перезарядки ионов аргона. Поэтому предлагаемый способ действительно может увеличить. Проведенные оценки показывают, что эффект может достигать десятков процентов, а в случае, когда концентрация добавляемого газа много больше концентрации аргона – до 2-2.5 раз.

2. Увеличения концентрации молекул гидроксила в разряде можно добиться использованием катализатора, ускоряющего развал молекул воды на атомарный водород и гидроксил. Известно (см. напр. [5]), что таким катализатором может быть двуокись титана TiO2, которая в присутствии УФ-излучения обеспечивает разложение молекулы воды: H2O OH + H. Включение действия катализатора в разработанную модель плазмы показывает реальную возможность увеличения концентрации молекул гидроксила в основном и возбужденном состояниях, интенсивности и эффективности генерации УФ-излучения молекул ОН. Увеличение концентрации молекул гидроксила, как показывают оценки, может быть до трех раз, что заметно увеличит интенсивность УФ-излучения и эффективность. Для экспериментальной проверки данной возможности внутренняя поверхность разрядной трубки покрывалась слоем двуокиси титана поверх слоя люминофора. Эксперимент показал, что присутствие катализатора действительно существенно влияет на свойства разряда. На следующем рисунке приведены вводимая в разряд электрическая мощность W, суммарный световой поток I, интенсивности атомарного водорода H Int.656 nm и полосы OH Int.306.4 nm, а также эффективность при давлении аргона 0.5 Тор в зависимости от температуры стенки.

5,5 50 5,0 1,0

–  –  –

Основное отличие полученных данных от данных без катализатора состоит в заметном увеличении скорости роста характеристик плазмы в зависимости от температуры: в зазоре T ~ 5oC (между 60оС и 65оС) интенсивности атомарного водорода и молекулы гидроксила растут в 4-5 раз. Аналогичный рост в разряде без катализатора наблюдался в температурном зазоре T ~ 25oC (между 40оС и 65оС) [4]. Это свидетельствует о сильном влиянии катализатора на процессы в исследуемой плазме. Увеличение скорости роста интенсивностей следует и из разработанной модели, в которой первые производные dNOH/dNH2O, dN*OH/dNH2O, dNH/dNH2O and dI/dNH2O (NOH и N*OH – концентрации молекул гидроксила в основном и возбужденном состояниях, NH2O и NH – концентрации молекул воды и атомов водорода соответственно) существенно больше соответствующих производных в плазме без катализатора.

3. Использование импульсно-периодического способа питания разряда.

Импульсно-периодическое питание тлеющего разряда приводит к существенному увеличению напряженности электрического поля в импульсе тока. Это, в свою очередь, при определенных условиях разряда увеличивает долю энергии, идущей на неупругие процессы, и может увеличить эффективность генерации излучения плазмой (см. напр.

[6]). Импульсно-периодический разряд в смеси аргона с парами воды обладает существенной особенностью – возможным присутствием отрицательных ионов, образованию которых может способствовать фаза послесвечения.

Отрицательные ионы уменьшают проводимость и, как результат, увеличивают электрическую мощность, рассеиваемую в плазме. Измерения напряженности электрического поля в положительном столбе импульсно-периодического разряда подтвердили данное предположение. К сожалению, по всей видимости, этот фактор явился причиной того, что нам не удалось найти условия разряда, в которых эффективность генерации УФизлучения молекулами гидроксила превышает эффективность генерации в разряде постоянного тока. На следующем рисунке приведены относительные эффективности генерации полосы гидроксила 306.4 нм разрядом как целым (сплошные линии) и плазмой (пунктир) при различной температуре стенок разрядной трубки (т.е. при различных давлениях паров воды) в зависимости от отношения длительности импульса к периоду их повторения. Частота следования импульсов составляла 5 кГц, давление аргона – 1.0 Тор. Малое количество паров воды в разряде (низкие температуры) дает хорошо известную зависимость – рост эффективности с относительным уменьшением длительности импульса, при увеличении температуры этот рост становится менее заметным и фактически пропадает при 60оС.

1,8 1,6

–  –  –

0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

–  –  –

[1] M. Khodorkovsky, V. Milenin, S. Kidalov, N. Timofeev, A. Vul‘. The effective lowpressure gas discharge source of optical radiation based on hydroxyl OH. – Proc. XXIIIth ICPIG, Toulouse, France, 1997, V.3, P.56.

[2] M. Khodorkovsky, V. Milenin, S. Kidalov, N. Timofeev, A. Vul‘. Investigation of a glow discharge in a mixture of Ar and OH. – Tech. Phys. Let., 1999, V.25, No.4, P.321.

[3] M. Khodorkovsky, V. Milenin, S. Kidalov, N. Timofeev, A. Vul‘. New effective lowpressure gas discharge source of optical radiation using hydroxyl OH. – Tech. Phys. Let., 1999, V.25, No.4, P.321.

[4] E. Artamonova, N. Timofeev, M. Khodorkovskii et al… Low pressure water vapor

discharge as a light source: 1. Spectroscopic characteristics and efficiency, J. Physics D:

Appl. Phys. 41 (2008) 155206.

[5] A. Fujishima, K. Honda. Electrochemical Photolysis of Water at a Semiconductor Electrode, Nature, 1972, V.238, P. 5358.

[6] Патент РФ №2010129233 (13 07.2011) Метод получения оптического излучения.

–  –  –

Высоковольтные наносекундные импульсы широко используются в современных исследованиях физики плазмы и различных технологических приложениях. Они используются для инициирования высокоскоростных волн ионизации [1], в коммутаторах, в импульсных газоразрядных источниках видимого и ультрафиолетового излучения, для накачки импульсных газовых лазеров, для инициирования химических реакций и горения. Еще одно свойство их применения – стабилизация электрического разряда в мощных СО2 – лазерах, поскольку основная ионизация производится наносекундным импульсом, а накачка лазера – несамостоятельным разрядом. Наносекундные импульсы также применялись для воздействия на структуры заряженных пылевых частиц в радиочастотном разряде низкого давления [2].

Эксперимент

В данной работе исследована динамика плазмы при воздействии высоковольтным наносекундным импульсом напряжения на слабоионизованный высокочастотный разряд низкого давления. Блок-схема эксперимента приведена на рис. 1. Детальное описание эксперимента и метода диагностики можно найти в работах [2,3].

ВЧ-разряд с частотой 13,56 МГц создавался в аргоне при давлении 0,1-10 Па между двумя плоскими электродами диаметром 15 см, расположенными на расстоянии 5,4 см (Рис.1). Реактор был заполнен аргоном при давления р 0,1-10 Па нижний электрод был соединен с ВЧ-генератором через разделительный конденсатор.

Импульсы напряжения положительной полярности длительностью 20 нс и фронтом 2 нс с регулируемой амплитудой UA =3-17 кВ от генератора импульсов (FID Technologies, FPG20-M) прикладывались к верхнему электроду с согласованной нагрузкой 50 Ом. Конструкция электродов была создана с целью минимизации монтажных емкостей, которые суммарно были ниже, чем 20 pF и соответствующий электрод имел время зарядки 1 нс через коаксиальную линию с волновым сопротивлением 50 Ом.

Излучение из разряда регистрировалось высокоскоростной ICCD камерой с минимальной экспозицией 5 нс. Камера была синхронизирована с высоковольтным импульсом. Поскольку в камере есть собственное время задержки срабатывания, то для задержки высоковольтного импульса использовался коаксиальный кабель длиной 30 м с временем прохождения импульса по нему 150 нс. Это позволило нам снять начальную стадию разряда. Регистрация излучения разряда проводилась через боковое окно камеры и через фильтр, который пропускал две линии аргона в области 750 нм.

Рис.1. Схема эксперимента. Газ – аргон, давление p=0.3-10 Па, амплитуда ВЧ напряжения (размах) Vpp = 40-100 В, частота – 13.6 МГц, концентрация электронов ВЧ разряда (2-3)108 см-3, температура электронов – 2 эВ, высоковольтный наносекундный импульс: амплитуда 4-17 кВ, длительность 20 нс

Экспериментальные результаты

Релаксации плазмы после высоковольтного импульса оказалась достаточно сложным процессом.

В динамике плазмы проявляются две различные стадии:

1. Вспышка, рост излучения на 2-3 порядка примерно через 100 нс после снятия высоковольтного импульса напряжения с электрода (Рис.2);

2. Пауза свечения, которая следует за вспышкой и длится несколько сотен микросекунд (Рис. 3) и даже может достигать нескольких мс.

Отметим, что вспышка не происходит в течение импульса, как в импульсных разрядах при атмосферном давлении [1]. Значительный рост интенсивности излучения начинается, когда высокое напряжение снимается с электрода.

Излучения света на стадии вспышки характеризуется сложной зависимости от амплитуды подаваемого импульса напряжения. Мы сравнили эти зависимости измеренных для трех различных значений амплитуды ВЧ напряжения на электродах Upp (в данных экспериментах под Upp обозначен размах, т.е. удвоенная амплитуда).

Этот параметр характеризует концентрацию электронов в ВЧ разряде, чем выше амплитуда ВЧ напряжения, тем выше концентрация электронов. На рис. 2 приведена динамика излучения при разных напряжениях ВЧ разряда и разных амплитудах высоковольтного наносекундного импульса. Для наименьшей амплитуды ВЧ напряжения Upp = 40 V (рис. 2а) интенсивность излучения уменьшается с ростом амплитуды высоковольтного наносекундного импульса, при Upp = 56 V (рис. 2б) она сначала увеличивается, а затем уменьшается, и для Upp = 100 V (рис. 2с) она увеличивается. Это еще одна отличительная черта нашего разряда. Как правило, для импульсных разрядов высокого давления [1] интенсивность вспышки монотонно возрастает с увеличением амплитуды импульса.

Отметим, что в наших экспериментах интенсивность излучения демонстрирует серию вспышек (а не одного импульса начальной вспышки), как видно на рис. 2, где интенсивность начинает расти снова после первой вспышки. Эти "последующие вспышки" происходят из-за остаточных послеимпульсов с амплитудой менее 20% от амплитуды основного импульса, производимого генератором импульсов, а также за счет повторного отражения основного импульса. Тем не менее, во всех случаях начальная вспышка хорошо разделена и ее интенсивность может быть легко определена.

В наших экспериментах темная фаза наблюдалась практически на всех исследованных условиях. На рис. 3 показана временная эволюция светового излучения во время темной фазы для амплитуды напряжения высоковольтного наносекундного импульса UA = 8 кВ. Для исключения возможного влияния на полученный результат внешней цепи были выполнены специальные эксперименты по исследованию фазы паузы свечения при разных сопротивлениях. Из полученных результатов следует, что пауза свечения не является эффектом внешней цепи.

–  –  –

Рис. 2. Динамика излучения на начальной стадии при разных напряжениях ВЧ разряда Vpp: ( а) Upp = 40 V, (б) Upp = 56 В, (с) Upp = 100 V и разных амплитудах высоковольтного наносекундного импульса. Давление р = 1.5 Па.

–  –  –

Рис. 3. Динамика излучения в стадии "пауза свечения". UA = 8 кВ. (а) - кривые для разных р при фиксированном Upp = 100 В, (б) - кривые для разных Upp при р = 1,5 Па.

Все кривые нормированы относительно стационарного значения интенсивности излучения ВЧ разряда.

В плазме происходят следующие процессы. Амплитуда приложенного импульса напряжения столь велика, что под его действием все электроны могут быть удалены из промежутка на электрод, и в промежутке останутся только ионы, которые не успевают сдвинуться с места. Эти ионы создают сильное электрическое поле, в котором происходит ионизация и возбуждение газа, поэтому рост свечения наблюдается после импульса напряжения. По этой же причине, чем больше амплитуда импульса напряжения, тем меньше импульс свечения (Рис.2а), поскольку с ростом амплитуды импульса напряжения в промежутке остается меньше электронов. Электроны, которые остались в разрядном промежутке, производят возбуждение газа, С ростом амплитуды импульса напряжения сначала наблюдается небольшой рост амплитуды импульса свечения, поскольку электрическое поле растет, а электронов в промежутке остается достаточно много. При дальнейшем увеличении амплитуды импульса напряжения наблюдается выход амплитуды свечения на насыщение (Рис.2с), а также может реализоваться и промежуточный случай (Рис.2б). Аналогичная ситуация реализуется при образовании спрайтов в верхних слоях атмосферы после разряда молнии на землю.

Затем избыточные электроны и ионы уходят на стенки, пока их концентрация не достигнет значения в стационарном ВЧ разряде, температура электронов падает, в результате чего возникает пауза свечения.

–  –  –

Впервые экспериментально и методом PIC моделирования исследовано влияние высоковольтного (3-17 кВ), наносекундного (20 нс) импульса на слабоионизованную плазму емкостного высокочастотного разряда низкого давления (0,1-10 Па) в аргоне. Обнаружено, что эволюция плазмы имеет два характерных режима: яркая вспышка, происходящая в течение примерно 100 нс после импульса, когда излучения разряда увеличивается на 2-3 порядка выше стационарного уровня ВЧ разряда, и темная фаза, длящаяся несколько сотен микросекунд, когда интенсивность излучения плазмы падает значительно ниже стационарного уровня ВЧ разряда. Было обнаружено, что высоковольтный наносекундный импульс способен удалять значительную часть электронов плазмы из разрядного промежутка, и что первая фаза в виде вспышки появляется в результате возбуждения атомов газа электронами, которые ускоряются в электрическом поле, созданном объемным положительным зарядом неподвижных ионов в объеме разрядного промежутка. Концентрация электронов увеличивается во время вспышки и остается очень высокой во время темной фазы.

Плазма с высокой концентрацией электронов, которые образовались во время вспышки, обеспечивает эффективное экранирование ВЧ электрического поля, которое поддерживает стационарное состояния плазмы ВЧ разряда. Экранирование электрического поля приводит к охлаждению электронов много ниже стационарного уровня и, следовательно, к возникновению темной фазы, поскольку резко уменьшается возбуждение атомов.

Работа выполнена совместно с сотрудниками M.Y. Pustylnik, A.V. Ivlev, H.M.

Thomas, G.E. Morfill (Max-Planck-Institut fr Extraterrestrische Physik, Garching, Germany).

–  –  –

[1]. Василяк Л.М., Костюченко С.В., Кудрявцев Н.Н., Филюгин И.В.//УФН. 1994. Т.32.

N4 С. 483-485.

[2]. Pustylnik M.Y., Ivlev A.V., Thomas H.M., Morfill G.E., Vasilyak L.M. et al// Physics of Plasmas. 2009, V.16. P11375 [3]. Pustylnik M. Y., Hou L., Ivlev A. V., Vasilyak L. M., Couedel L., Thomas H. M., Morfill G. E., and Fortov V. E. High-voltage nanosecond pulses in a low-pressure radio-frequency discharge// Physical Review E 87, 063105 (2013).

ВЛИЯНИЕ ЧАСТОТЫ ВЧ ПОЛЯ И КОНСТРУКТИВНЫХ ПАРАМЕТРОВ

ЛАМПЫ НА ЗАЖИГАНИЕ ИНДУКЦИОННОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО

ДАВЛЕНИЯ

Попов О.А., Атаев А.Е.

Плазма ндукционных разрядов низкого давления 10-2-1,0 мм рт.ст в смеси паров ртути и инертных газов широко используется в люминесцентных лампах для внутреннего и внешнего освещения и как источник ультрафиолетового излучения в бактерицидных лампах, применяемых для очистки воздуха и воды [1,2]. И если высокочастотные (ВЧ) индукционные разряды в мегагерцовом интервале частот f = 2,6МГц достаточно подробно исследованы, то работ по изучению характеристик индукционных разрядов, возбужденных на частотах f 1 МГц, на которых выполняется неравенство 2f = (частота упругих соударений электронов с атомами рабочей смеси), весьма мало.

В настоящей работе приведены результаты экспериментального исследования зажигания индукционных разрядов низкого давления, возбужденных на частотах 100кГц в колбах каплеобразной формы с внутренней полостью, в которой размещен ВЧ индуктор (индуктивная катушка и полый ферромагнитный сердечник).

Исследовались лампы с колбами, полостями, сердечниками и катушками разных размеров. Эскиз такой лампы приведен на рис. 1 [1]. Давление паров ртути в колбе поддерживалось при рHg = 7х10-3 мм рт.ст. температурой ртутной амальгамы; давление аргона рAr = 0,1 и 0,3 мм рт.ст. В работе измерялись электрические характеристики зажигания индукционного разряда: мощность зажигания разряда Рз и напряжение и ток индуктивной катушки Uз и Iз.

На рис. 2 приведены, как функции частоты ВЧ поля f, амплитудные значения ВЧ напряжения на индуктивной катушке Uз, измеренные в лампах с различными конструктивными параметрами. Видно, что во всех лампах напряжение Uз весьма незначительно уменьшается с увеличением частоты ВЧ поля f. Например, в лампе с колбой диаметром Db = 105 мм, полостью диаметром Dcav = 28 мм и числом витков катушки N = 40 увеличение частоты f от 100 до 400 кГц (в 4 раза!) приводит к уменьшению Uз от 810 до 760 В (на 7%). Увеличение диаметра колбы Db от 105 до 115 мм приводит к уменьшению напряжения на катушке Uз, а увеличение числа витков катушки N и диаметра полости Dcav к увеличению Uз.

Рис. 1. Эскиз индукционный лампы.

Рис. 2. Зависимость Uз от f. – Db = 105 мм, Dcav = 36 мм, N = 13 Lc = 16 мкГн; – Db = 105 мм, Dcav = 36 мм, N = 26, Lc = 50 мкГн; – Db = 105 мм; Dcav = 28 мм, N = 40, Lc = 147 мкГн; - Db = 105 мм, Dcav = 32 мм, N = 48, Lc = 163 мкГн; - Db = 115 мм, Dcav = 32 мм, N = 40, Lc = 163 мкГн; – Db = 115 мм, Dcav = 41 мм, N = 40, Lc = 165 мкГн; +

- Db = 115 мм, Dcav = 41 мм, N = 50 мкГн, Lc = 15 мкГн (без сердечника).

Расчет ВЧ напряжения и напряженности ВЧ электрического поля зажигания индукционного разряда в колбе U2з и Eз проводился с использованием уравнений трансформаторной модели индукционного разряда низкого давления [3,4,5]:

–  –  –

где = D = D + 2rз) – длина окружности диаметром Dз, по которой з з cav «проходит» зажигание («пробой») индукционного разряда; rз = 8-10 мм [3,5].

Результаты расчета Ез для ламп с теми же параметрами, что на рис. 2, приведены на рис. 3. Откуда следует, что напряженность ВЧ электрического поля зажигания индукционного разряда Ез не зависит от конструктивных параметров ВЧ индуктора (его индуктивности Lc и числа витков катушки N), незначительно уменьшается с возрастанием частоты ВЧ поля f и увеличивается с уменьшением диаметра колбы D b и с увеличением диаметра полости Dcav. Рассчитанные нами по (2) для частот 100-400 кГц значения Ез = 1,86-1,63 В/см практически совпадают со значениями Ез = 1,8-1,82 В/см, рассчитанными нами для индукционной лампы с такими же рамерами колбы и полости, но работавшей на более высоких частотах f = 4-8 МГц с 26-витковой индуктивной катушкой без магнитного усиления [5].

–  –  –

Рис. 3. Зависимость напряженности поля Ез от f. Параметры ламп и обозначения как на рис. 2.

На рис. 4 приведены значения тока катушки в момент зажигания индукционного разряда Iз, измеренные в индукционных лампах с различными конструктивными параметрами колбы и ВЧ индуктора на частотах ВЧ поля f от 100 до 800 кГц.

–  –  –

Рис. 4. Зависимость тока катушки Iз от f. - Db = 155 мм, Dcav = 25 мм, N = 30, Lc = 120 H. Остальные параметры ламп и обозначения как на рис. 2.

Откуда следует, что Iз уменьшается с увеличением частоты поля f и индуктивности Lc.

В лампах с катушками с относительно малым количеством витков N = 13-40, ток катушки уменьшается как Iз ~ 1/N, a в лампах с N 50 ток Iз практически не зависит от N.

Экспериментальная зависимость Iз от параметров ВЧ индуктора и частоты ВЧ поля хорошо описывается выражением, полученным в рамках трансформаторной модели при выполнении неравенства :

–  –  –

где Dсoil и Dw - диаметры индуктивной катушки и провода катушки, соответственно.

Измеренные мощности зажигания индукционного разряда Р з в лампах с разным диаметром полости Dcav и числом витков катушки N представлены на рис. 5 в зависимости от частоты поля f. Видно, что Рз уменьшается с увеличением частоты поля пропорционально 1/f. Зависимость Рз от числа витков N имеет болеe сложный характер.

В лампах с малым количеством витков (N = 13-30) мощность зажигания разряда Рз резко уменьшатся с увеличением N. При больших значениях N падение Рз замедляется, а при N 50 наблюдается даже рост Рз, что связано с уменьшением добротности ВЧ индуктора Qc и независимостью тока катушки Iз от N (рис. 4).

Рз, Вт

–  –  –

[1] Майа Дж., Попов О.А., Р.Т. Чандлер Р.Т. Индукционная люминесцентная лампа мощностью 40-70 Вт, работающая на частотах 100-300 кГц // Светотехника. 2007. № 3.

С. 57-58.

[2] Свитнев С.А., Старшинов П.В., Левченко В.А., Попов О.А. Экспериментальные исследования электрических и оптических характеристик безэлектродной УФ-лампы трансформаторного типа // Светотехника. 2014. № 6. С. 18-23.

[3] Piejak R., Godyak V.A., Alexandrovich B.M. А simple analyses of an inductive RF discharge // Plasma Sources Sci.Technol. 1992. № 1. P. 179-185.

[4] Popov O. and Maya J. Characteristics of electrodeless ferrite-free fluorescent lamp operated at frequencies of 1- 15 MHz // Plasma Sources Sci. Technol. 2000. № 9. Р. 227-231.

ВРЕМЯРАЗРЕШЕННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ВЫСОКОВОЛЬТНЫХ

НАНОСЕКУНДНЫХ РАЗРЯДОВ В ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ

Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Муртазаева А.А., Шахсинов Г.Ш., Рамазанов А.Р., Юсупова Г.М., Рамазанов А.А.

Дагестанский государственный университет, г. Махачкала В докладе обобщены результаты исследований оптических и спектральных характеристик высоковольтных наносекундных электрических разрядов в инертных газах (гелии, неоне и аргоне) в условиях формирования группы высокоэнергетричных электронов в процессе электрического пробоя газа [1-4]. Акцент сделан на анализе результатов комплексных экспериментальных исследований, направленных на установление взаимосвязи между электрокинетическими характеристиками плазменнопучковых разрядов, динамики наработки концентраций возбужденных атомов на метастабильных уровнях и структуре оптических спектров излучения, поглощения и пропускания плазмы наносекундных электрических разрядов.

Исследованы три типа наносекундных плазменно-пучковых разрядов:

наносекундных электрические разряды в коротких межэлектродных промежутках, поперечные наносекундные разряды с полым катодом [5-7] и наносекундные разряды, развиваемые в режиме формирования высокоскоростных волн ионизации [8].

В поперечном наносекундном разряде разрядная камера представляет собой кварцевую трубку диаметром 5 см, в которую помещена электродная система из двух алюминиевых электродов, расположенных на расстоянии 0.6 см друг от друга, причем катод изготовлен в виде круглого стержня с прорезом вдоль него различной формы, а анод был изготовлен в виде плоской пластины [5-7]. Конструкция разрядной камеры позволяет наблюдать структуру разряда и регистрировать пространственное распределение оптического излучения в разрядном промежутке и в полости катода.

При исследовании плазмы ВВИ плазменный волновод представлял из себя стеклянную газоразрядную трубку длиной 50 см и внутренним диаметром 1 см, снабженную внутренними электродами. Электроды изготовлены из алюминия в виде полых цилиндров, сквозь которые распространялось зондирующее плазму лазерное излучение и регистрировалось оптическое излучение самого разряда вдоль трубки.

Разрядная трубка помещалась в металлический экран диаметром 2 см, который вместе с разрядной трубкой представлял из себя плазменный волновод. Напуск газа и откачка разрядной камеры производилась через два специальных отвода на электродах, соединенных с вакуумной системой и баллоном с газом.

Для формирования высокоскоростных волн ионизации был разработан специальный генератор высоковольтных импульсов напряжения, собранный по трансформаторной схеме в коаксиальном исполнении, в котором, первичная обмотка состояла из 4 витков, а вторичная обмотка состояла из двух обмоток по 12 витков в каждой. В качестве коммутирующего устройства в ГИН использовался керамический тиратрон типа ТГИ-130/10. Такой генератор позволял одновременно вырабатывать два синхронизованных высоковольтных импульса напряжения с регулируемой амплитудой до 40 кВ с частотой следования до 100 Гц и с длительностью импульсов напряжения по полувысоте около 100 нс. Блок-схема экспериментальной установки для исследования оптических характеристик ВВИ и плазменного волновода приведены на рис. 1 и 2.

Для определения концентрации возбужденных атомов и исследования нестационарных оптических спектров пропускания в качестве источника зондирующего излучения были использованы широкополосный лазер на красителях с накачкой эксимерным лазером на молекулах XeCl модели CL 5000 (ООО «Оптосистемы», Россия) с длиной волны излучения лазера - 308 нм, длительность импульса генерации ~ 8 нс, частота повторения импульсов до 100 Гц и твердотельный лазер на Nd:YAG модели LQ629-100 с удвоением частоты генерации и параметрическим генератором света модели LP601 с диапазоном перестройки длины волны генерации от 410 до 680 и от 730 до 2500 нм.

Рис. 1. Блок схема экспериментальной установки для исследования оптических процессов в плазменном волноводе.

Nd:YAG лазер LQ629-100 с удвоением частоты генерации (1): Параметрический генератор света LP601, Диапазон перестройки длины волны генерации от 410 до 680 и от 730 до 2500 нм (2); Стеклянная пластина (3); Линзы (4);

Блокиратор лазерного пуска (5); Электрические емкостные датчики для регистрации фронта ВВИ (6); Разрядная трубка (7); Объектив (8);

Спектрограф MS7504i (9); ПЗС камера (10); Вакуумный пост откачки и система напуска инертных газов (Ne, He, Ar) (11); Зеркала (12); Фотокатод (13).

Рис.2. Схематический разрез плазменного волновода и схема формирования встречных ВВИ. 1 - внешний зондирующий лазерный пучок; 2 - полый электрод; 3, 11напуск и откачка газа; 4 - ГИН; 5 - ограничители разряда (изолятор); 6 - емкостные и оптические датчики; 7 - силовые линии электрического поля; 8 - направление движения ВВИ; 9 - изолятор; 10 - металлический экран; 12 - кварцевые окошки; 13 - кварцевая разрядная трубка.

Регистрация оптических спектров спонтанного излучения разряда и спектров пропускания плазменного волновода производилась с помощью Монохроматора/Спектрографа типа MS504i (SOL instruments Ltd, Минск). Для регистрации спектрального распределения интенсивности излучения с монохроматором использовалась цифровая ПЗС - камера HS 102H с типом фоточувствительного прибора с переносом заряда (ПЗС) модели S9840 фирмы Hamamatsu. При исследовании электрических характеристик и сигналов с выхода ФЭУ в качестве регистрирующих приборов использовались двухканальный аналоговоцифровой преобразователь (ЦЗО ACK-3151), подключенный к персональному компьютеру или осциллограф типа Tektronix TDS 3032B, которые позволяли регистрировать измеряемые характеристики в цифровом виде.

Пространственно-временная динамика формирования периодической плазменной структуры разряда исследовалась с помощью высокоскоростной фотокамеры Princeton Instruments PI-MAX3 ICCD Camera в режиме покадровой съемки оптических картин разряда через заданные промежутки времени с временным разрешением около 2 нс.

В докладе обобщены результаты систематических комплексных экспериментальных исследований электрокинетических параметров плазменнопучковых разрядов, распределения оптического излучения в поперечном сечении разрядной камеры, динамики наработки возбужденных атомов на метастабильных уровнях атомов и спектров пропускания плазмы вблизи узких спектральных линий поглощения в инертных газах в диапазоне изменения давлений газа 1-100 Toр и амплитуд прикладываемого к электродам напряжения до 40 кВ.

В поперечных наносекундных разрядах с полым катодом и в разрядах с короткими межэлектродными промежутками выявлены режимы генерации электронных пучков и особенности их энергетической релаксации. Установлена связь между эффективностью генерации электронных пучков и пространственно-временной динамикой оптического излучения разряда. Впервые показано, что в поперечных наносекундных разрядах с щелевым катодом возможны формирование одиночных и упорядоченных плазменных структур как следствие взаимодействия электронных потоков в газовой среде с сильными электрическими полями. Определены критерии, условия формирования и основные характеристики упорядоченных плазменных структур.

Выполнены детальные экспериментальные исследования динамики наработки метастабильных атомов инертных газов в наносекундных плазменно-пучковых разрядах. Проведенные экспериментальные исследования показали, что плотности метастабильных атомов проходят через максимум примерно в той же области времен, что и время достижения максимума оптического излучения разряда. При исследованных условиях максимальная плотность метастабильных атомов неона и аргона составила величину порядка 41013 см-3, а плотность метастабильных атомов гелия в электронных состояниях НеI(2 3S1) достигала величины нескольких единиц на 1014см-3. При давлениях газа выше 30 Тор плотности метастабильных атомов вблизи стенок разрядной трубки от нескольких раз до одного порядка выше, чем в центре трубки, т.е. при р 30 Тор распределение плотности метастабильных атомов по сечению трубки было сильно неоднородным.

Исследована структура фронта высокоскоростной волны ионизации и показано наличие существенных поперечных неоднородностей в распределении оптического излучения и метастабильных атомов в поперечном сечении волны ионизации.

Установлены критерии формирования объемной и поверхностной формы структуры фронта ВВИ. Выполнены систематические исследования динамики фронта высокоскоростных волн ионизации в зависимости от давления газа и амплитуды высокоскоростных волн ионизации.

Изучены общие закономерности формирования нестационарных оптических спектров пропускания наносекундных разрядов в неоне вблизи спектральных линий поглощения в условиях формирования и распространения ВВИ в плазменном волноводе. На рис.3-5 приведены характерная динамика спектров пропускания, плотности метастабильных атомов и структуры фронта ВВИ в условиях наносекундного разряда в спектрально чистом неоне. Обнаружены нестационарные эффекты формирования оптических спектров пропускания дисперсионного вида вблизи узких резонансов за фронтом ВВИ в неоне (рис.3).

–  –  –

Рис.3. Оптические спектры пропускания плазмы высокоскоростных волн ионизации в неоне, измеренные при зондировании разряда под углом к оси разрядной трубки, при задержках между фронтом ВВИ и лазерным импульсом 0 нс (1), 40 нс (2), 60 нс (3), 115 нс (4), 155 нс (5), 880 нс (6). Интенсивность участка спектра спонтанного излучения неона (7) приведена в увеличенном масштабе.

Nm, 1013 cm-3

–  –  –

Установлены критерии и общие закономерности формирования спектров пропускания дисперсионного вида. Показано, что во времени максимальный эффект формирования спектров пропускания дисперсионного вида приходится на время достижения максимума концентраций поглощающих атомов, когда структура фронта ВВИ приобретает вид тонкого цилиндра, прижатого к стенкам разрядной трубки (рис.5).

Сравнительно исследованы нестационарные спектры пропускания плазмы вблизи узких резонансов с использованием широкополосного лазера на красителе и лазера на основе параметрического преобразования излучения второй гармоники твердотельного лазера на Nd:YAG и показано, что качественно закономерности формирования спектров пропускания не зависят от типа зондирующего плазму лазера.

В докладе обсуждаются возможные механизмы формирования спектров пропускания дисперсионного вида вблизи узких резонансов.

[1] Levko D., Krasik Ya. E., Tarasenko V. F., Rybka D. V., Burachenko A. G. // J. Appl.

Phys. 2013. V. 113, P. 196101 -3 [2] Babich L.P., Bochkov E.I., Kutsyk I.M. // Pis‘ma v Zhurnal Eksperimental‘noii Teoreticheskoi Fiziki. 2014. V. 99. №. 7. P. 452–456.

[3] Тарасенко В.Ф., Бакшт Е.Х., Бураченко А.Г., Ерофеев М.В. // Журнал технической физики. 2014. Т. 84. Вып. 4. С.26-30.

[4] Korolev Y.D., Frants O.B., Landl N.V., Shemyakin I.A., Geyman V.G. // IEEE Transaction on Plasma Science. 2013. V.41. № 8. P.2087-2096.

[5] Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Кобзев О.В., Кобзева В.С. //ТВТ. 2012. Т. 50. №

2. С. 1-7.

[6] Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Кобзев О.В., Кобзева В.С.//ЖТФ. 2010. Т. 80.

Вып. 8. С. 63-70.

[7] Ашурбеков Н.А., Иминов К.О., Рамазанов А.Р., Шахсинов Г.Ш.//Письма в ЖТФ.

2014. Т.40. Вып.15. С.71-79.

[8] Ashurbekov N.A., Iminov K.O., Shakhsinov G.Sh., Ramazanov A.R.//Plasma Physics and Technology, 1 (3), 2014, p. 124-126.

–  –  –

В докладе представлены результаты исследования динамики процессов формирования области некомпенсированного положительного заряда (виртуального анода) у выхода из щели катода поперечного наносекундного плазменно-пучкового разряда с протяженным щелевым катодом.

Исследуемый разряд наносекундной длительности происходил между алюминиевыми электродами длиной 40 cm, установленными на расстоянии 0.6 cm друг от друга в цилиндрической трубке из кварцевого стекла диаметром 5 cm и длиной 50 cm (рис. 1a). Анод имел плоскую форму в виде прямоугольной пластины шириной 2 cm и толщиной 0.5 cm. Катод представлял собой круглый стержень диаметром 1.2 cm с прорезом вдоль него шириной 0.2 cm и глубиной 0.6 cm. (рис. 1b). Выбор такой формы полого катода и расстояния между электродами обусловлены, требованиями устойчивого горения объемного разряда при повышенных давлениях газа.

Откачка разрядной камеры производилась с помощью турбомолекулярного насоса EXT75DX до 10-5 Torr после чего в камеру напускался рабочий газ.

–  –  –

Рис. 1. a - разрядная камера (1- кварцевая трубка, 2 - анод, 3 – катод, 4 и 5 – напуск и откачка газа); b – поперечное сечение электродов Измерение тока разряда и напряжения на разрядном промежутке производились с помощью омического шунта и калиброванного делителя напряжения. При исследовании оптических свойств излучение от разряда подавалось на высокоскоростной ФЭУ H6780-20. В качестве регистрирующих приборов использовались двухканальный аналогово-цифровой преобразователь (АЦП), подключенный к персональному компьютеру и осциллограф Tektronix TD 3032B.

Динамика развития разряда исследовалась с помощью покадровой съемки оптических картин разряда через заданные промежутки времени высокоскоростной фотокамерой PI-MAX3. После детектирования ПЗС - матрицей, изображение считывается контроллером, оцифровывается и передается через высокоскоростное соединение на компьютер для обработки. Подробное описание экспериментальной установки и систем регистрации электрических и оптических характеристик разряда приведено в [1].

Были выполнены экспериментальные исследования электрокинетических, оптических характеристик и динамики пространственно-временного распределения оптического излучения в полости катода и в разрядном промежутке с наносекундным временным разрешением. Исследования проводились в разряде в гелии при давлениях газа в разрядной камере 1 – 100 Torr и амплитудах прикладываемого к электродам напряжения (U0) 0.5 – 5 kV.

На основе экспериментальных исследований было установлено, что при повышенных значениях прикладываемого к электродам напряжения (U0 2.5 kV) в плазменно-пучковом разряде (ППР) за счет нелинейного взаимодействия электрического поля с потоками заряженных частиц формируются области кумуляции электрического поля и заряженных частиц, которые приводят к деградации ленточного электронного пучка и самоограничению величины разрядного тока.

В качестве иллюстрации на рис. 2 представлена характерная оптическая картина пространственной структуры разряда и соответствующие ей импульсы разрядного тока и оптического излучения в гелии.

Рис. 2. а - оптическая картина разряда; b - импульсы тока и излучения разряда при Р = 10 Torr, U0 = 3 kV На оптической картине видно, что у выхода из щели катода формируется яркое пятно формы эллипса с максимальной интенсивностью излучения в центре.

При этом на импульсах разрядного тока и оптического излучения наблюдаются по два максимума. Максимумы на импульсе тока полностью разделены, величина первого максимума в два раза больше второго, и при общей длительности импульса тока 100 ns второй максимум формируется примерно через 70 ns после первого максимума. На импульсе излучения второй максимум также образуется через 70 ns после первого максимума, и оба максимума на импульсе излучения с задержкой примерно 50 ns повторяют максимумы тока. Эти закономерности показывают, что максимумы на импульсе излучения разряда связаны с максимумами тока. Сопоставление импульсов тока и излучения с оптической картиной разряда показывает, что длительность и форма импульсов тока и излучения определяются динамикой формирования структуры разряда, которая существенным образом влияет на перенос тока в разрядном промежутке.

В газовых разрядах при определенных условиях электрическая энергия внешнего источника может пойти на разметку среды и последующую ее модификацию, обусловленную асимметрией масс заряженных частиц. В результате плазменная среда модифицируется, заряжается объемным зарядом, в ней формируются скачки с объемным зарядом, слои, шары и т.д. [2]. Формирование структур происходит из-за активации среды и нарушения ее нейтральности и сопровождается пульсированием электрических полей и потоков частиц плазмы, как в пространстве, так и во времени.

Подобная картина формирования плазменной структуры, приводящая к самоограничению тока в наносекундных разрядах с катодом с прямоугольной полостью в инертных газах, наблюдается при U0 2.5 kV (рис. 2). Интенсивность излучения из ярко светящей области у выхода из полости катода многократно превышает интенсивность излучения из других областей разряда, что свидетельствует о неравномерном распределении концентрации возбужденных атомов и ионов, следовательно, и заряженных частиц в разрядном промежутке. Эксперимент показывает, что при определенных условиях в разряде могут формироваться области с нарушением нейтральности с размерами, намного превосходящими величину радиуса Дебая. При характерных для рассматриваемых условий значениях ne 1013 cm-3 и Te 1 eV величина rd 10-4 cm, в то время как реально наблюдаемый размер изменения концентрации заряженных частиц и напряженности радиального электрического поля составляет 0.1 cm (рис. 2).

Исходя из экспериментальных результатов, картина формирования виртуального анода у выхода из полости катода нам представляется следующей. При повышенных значениях прикладываемого поля, после проникновения плазмы внутрь полости катода, за счет усиления ионизационных процессов плотность плазмы в полости катода многократно возрастает и она начинает играть роль плазменного катода, который становится основным эмиттером электронов, что приводит к увеличению разрядного тока более чем на порядок (1-й максимум на импульсе тока рис. 2). Формирование плазменного катода можно объяснить тем, что электроны, ускоренные в катодном слое в процессе многократного отражения от боковых поверхностей щели, производят дополнительную ионизацию. Эти ускоренные и вторичные электроны, в процессе своего движения в сторону анода, могут накапливаться у выхода из полости и тем самым компенсировать положительный пространственный заряд. При этом прекращается подвод энергии внутрь полости катода, и разряд выталкивается из полости. В течение времени порядка 10 ns после пробоя формируется плазменный катод в последующие моменты времени, из которого происходит интенсивное вытягивание плазменных электронов внешним полем.

Поскольку дрейфовая скорость электронов в инертных газах на порядки больше дрейфовой скорости ионов электроны быстро покидают область повышенной ионизации у выхода из полости катода. Кроме этого у выхода из полости катода происходит резкое расширение области разряда, и поскольку разряд в промежутке между электродами с двух сторон является открытым быстрые электроны за счет диффузии в поперечном направлении уходят из области разряда. Эти два механизма, которые включаются одновременно, приводят к появлению области нескомпенсированного положительного заряда у выхода из щели катода со стороны разрядного промежутка. В дальнейшем эта область положительного заряда начинает играть роль виртуального анода и замыкает на себя ток свободных электронов, что приводит к ограничению тока между электродами.

Для изучения динамики развития разряда и формирования виртуального анода были выполнены исследования пространственного распределения оптического излучения с помощью высокоскоростной фотокамеры в покадровом режиме на различных стадиях формирования объемного разряда.

–  –  –

Рис. 3. Оптические картины разряда в гелии при Р = 10 Torr и U0 = 2.5 kV В качестве примера на рис. 3 приведены характерные закономерности развития разряда при одном значении давления газа и амплитуды импульсов напряжения.

Оптические картины снимались с временным шагом 4 ns, а экспозиция составляла 10 ns. Такие исследования показали, что при высоких напряжениях на накопительном конденсаторе ГИН плазма дважды проникает в полость катода (рис.3, t = 40 ns и t = 100 ns), что сопровождается формированием у выхода из полости катода ярко светящей области, которая на определенной стадии развития разряда выполняет роль виртуального анода (рис.3, t = 60 ns).

Таким образом, при повышенных значениях прикладываемого внешнего поля в ППР из-за различных инерционных свойств заряженных частиц у выхода из полости катода формируется область нескомпенсированного положительного заряда, которая играет роль виртуального анода и замыкает на себя ток свободных электронов. Имеет место самоограничение величины предельного тока и деградация электронного пучка.

ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННАЯ ДИНАМИКА РАЗВИТИЯ СТРУКТУРЫ

ФРОНТА ВЫСОКОСКОРОСТНОЙ ВОЛНЫ ИОНИЗАЦИИ В ПЛАЗМЕННЫХ

ВОЛНОВОДАХ

Н.А. Ашурбеков, К.О. Иминов, Г.Ш. Шахсинов, Рамазанов А.Р.

Дагестанский государственный университет, г. Махачкала E-mail: nashurb@mail.ru В докладе приведены результаты экспериментального исследования пространственно-временной динамики развития структуры фронта высокоскоростной волны ионизации и формирования поперечного распределения параметров плазмы в плазменных волноводах. Приведены оценки энергий электронов, ускоренных на фронте высокоскоростной волны ионизации и дан анализ влияния высокоэнергетичных электронов на динамику развития наносекундного разряда в экранированных диэлектрических трубках.

Были выполнены комплексные исследования электрокинетических и оптических свойств наносекундного разряда в экранированных трубках при различных начальных условиях (давлениях газа и амплитудах высоковольтных импульсов напряжения на электродах плазменного волновода), а также при нескольких режимах формирования и распространения ВВИ.

Плазменный волновод представлял из себя стеклянную газоразрядную трубку с внутренним диаметром 1 см и длиной 50 см, снабженную внутренними электродами.

Электроды, изготовленные из алюминия в виде полых цилиндров, позволяли регистрировать оптическое излучение самого разряда и распределение интенсивности излучения вдоль радиуса трубки. Разрядная трубка помещалась в металлический экран диаметром 2 см, который вместе с разрядной трубкой образуют плазменный волновод.

Напуск газа и откачка разрядной камеры производилась через два специальных отвода на электродах, соединенных с вакуумной системой и баллоном с газом. Блок-схема экспериментальной установки и описание генератора высоковольтных импульсов напряжения приведены в [1]. ГИН позволял одновременно вырабатывать два синхронизованных высоковольтных импульса напряжения с регулируемой амплитудой до 40 кВ с частотой следования до 100 Гц и с длительностью импульсов напряжения по полувысоте около 100 нс.

Система емкостных и оптических датчиков установленная вдоль разрядной трубки позволяла определить скорость распространения ВВИ и коэффициенты затухания ВВИ в процессе распространения волны ионизации вдоль трубки.

Регистрация картин пространственного распределения собственного оптического излучения плазмы в поперечном сечении разрядной трубки производилась с помощью быстродействующей ICCD камеры модели Prinseton Instruments PI-MAХ3. Для осуществления скоростной фоторегистрации различных стадий развития ВВИ в ICCD камере PI-MAХ3 предусмотрен оптический затвор с регулируемым интервалом экспозиции с временным разрешением до 2 нс. Синхронизация системы PI-MAX3 с фронтом ВВИ осуществлялась с помощью специального генератора импульсных сигналом. Излучение фронта ВВИ, выходящее через полый цилиндрический электрод проекцировалось на вход скоростного фоторегистратора с помощью внешнего специального объектива и производилась покадровая сьемка при различных задержках между фронтом ВВИ и временем запуска фоторегистратора. Время экспозиции при покадровой фоторегистрации выбиралась в диапазоне от 5 до 20 нс в зависимости от условий формирования ВВИ в плазменном волноводе.

Был выполнен цикл экспериментальных исследований динамики формирования поперечной структуры фронта волны ионизации в гелии, неоне, аргоне в диапазоне давлений газа 1-100 Тор и амплитудах импульсов прикладываемого напряжения до 40 кВ.

В качестве примера на рисунке 1(а) представлены фотографии поперечного распределения оптического излучения в плазменном волноводе для трех моментов времени после начала старта ВВИ в неоне вблизи высоковольтного электрода при давлениях газа 1 Тор. Как видно из оптических картин, при низких давлениях газа степень ионизации и возбуждения газа в центре плазменного волновода выше, чем на границе разрядной трубки и ВВИ формируется и распространяется во всем объеме разрядной трубки. На рисунке 1(б) представлены аналогичные синхронизованные во времени оптические картины распространения фронта ВВИ в неоне при давлениях газа 20 Тор. Из этих оптических картин и соответствующих распределений интенсивности оптического излучения из различных областей фронта ВВИ видно, что при давлениях газа 20 Тор вблизи границы разрядной трубки формируется область возбуждения и усиленной ионизации газа толщиной менее 1 мм, а из центральных областей плазменного волновода оптическое излучение практически не наблюдается. Кроме того, следует особо отметить, что толщина области усиленной ионизации по мере наработки степени возбуждения и ионизации практически не меняется, откуда можно сделать вывод о том, что в направлении к центру плазменного волновода в процессе роста ионизации ударные волны не формируются. Аналогичные исследования были выполнены в гелии и аргоне.

Систематизация и анализ экспериментальных данных позволяет установить общие закономерности формирования поперечной структуры фронта высокоскоростной волны ионизации в плазменных волноводах, снабженных цилиндрическими полыми электродами.

В частности, наблюдаются следующие закономерности:

1. Для всех трех газов при давлениях газа ниже 1 Тор ВВИ формируется и распространяется во всем объеме разрядной трубки во всем диапазоне исследованных амплитудах напряжений;

2. С повышением давления газа однородная структура фронта ВВИ переходит в скользящую по поверхности диэлектрика форму с локализацией сильноионизованной области вблизи стенок в цилиндрическом слое толщиной менее 2 мм.

3. Граница по давлению перехода объемной структуры фронта ВВИ к скользящей структуре растет от аргона к неону и далее к гелию. Фронт ВВИ в аргоне переходит от объемной формы к скользящей по поверхности диэлектрика при давлениях газа выше 0.5 Тор; в неоне – при давлениях газа выше 3 Тор; в гелии

– при давлениях газа выше 10 Тор. С повышением величины прикладываемого напряжения граница по давлению перехода объемной формы ВВИ к скользящей форме снижается.

4. По мере роста степени ионизации газа при скользящем режиме толщина ионизованной области газа практически не меняется.

Перечисленные закономерности формирования структуры фронта ВВИ, а также динамика наработки метастабильных атомов на фронте ВВИ указывают на то, что генерация группы высокоэнергетичных электронов и их энергетическая релаксация на фронте и за фронтом волны ионизации могут иметь существенное значение при формировании и распространении ВВИ в плазменных волноводах с цилиндрическими полыми электродами.

5.5 5.5 5.5 5.5 5.5 5.5

–  –  –

Рис. 1а. Оптические картины формирования и распространения фронта ВВИ в неоне в поперечном сечении плазменного волновода при Р = 1 Тор ( U0 = 28 кВ; время экспозиции 10 нс) 5.5 5.5 5.5 5.5 5.5 5.5 5.5 5.5

–  –  –

Известно, что при волновом механизме пробоя газа все электрическое поле практически сосредоточено на фронте волны ионизации. Свободные электроны ускоряются и набирают энергию в этой области усиленного электрического поля и приводят к возбуждению и ионизации атомов газа [2]. Характерный размер области усиленного поля (длина фронта ВВИ) имеет величину порядка ф ~ ф, где – длительность переднего фронта ВВИ; ф – скорость ВВИ. При отрицательной полярности импульсов прикладываемого напряжения, когда характеристики волны ионизации в основном определяются током высокоэнергетичных электронов, процессы на фронте ВВИ аналогичны процессам на «головке» электронного пучка, распространяющего через газ. В этом случае фронт волны ионизации является движущимся виртуальным катодом, испускающим высокоэнергетичные электроны с энергией порядка б ~ m2ф/2 и длиной свободного пробега L = 1/N, где N – плотность неона, (б) - сечение ионизации. В таблице 1 приведены значения электрического поля на фронте волны ионизации, параметры ВВИ, энергии и длины свободного пробега, ускоренных на фронте ВВИ электронов в неоне при различных начальных условиях пробоя.

Из таблицы 1. видно, что электроны на фронте волны ионизации ускоряются и набирают энергию, при которой скорости возбуждения и ионизации атомов неона имеют максимальные значения. Высокоэнергетичные электроны, формируемые на фронте ВВИ, осуществляют эффективное электронное возбуждение и ионизацию атомов газа, нарабатывая тем самым, свободные электроны и возбужденные атомы на фронте волны ионизации. При этом, часть высокоэнергетичных электронов осуществляют также предварительную ионизацию газа перед фронтом ВВИ отрицательной полярности. Сопоставление длин свободного пробега ускоренных на фронте ВВИ электронов с оптическими картинами рис. 1 показывает, что пространственный размер области релаксации энергии быстрых электронов определяет поперечную структуру и однородность фронта ВВИ.

–  –  –

Таким образом установлено, что поперечная структура фронта ВВИ в плазменных волноводах зависит от давления газа и при повышенных давлениях имеет цилиндрическую форму с максимумом области интенсивной ионизации в тонком цилиндрическом слое, прижатом к внутренним диэлектрическим стенкам разрядной трубки. Показано, что поперечная структура и однородность фронта ВВИ определяются пространственным размером области релаксации энергии быстрых электронов генерируемых на фронте ВВИ.

[1] Ашурбеков Н.А., Шахсинов Г.Ш., Рамазанов А.Р. //Вестник ДГУ. 2010. Вып.6. С.

37-41.

[2] Василяк Л.М., Костюченко С.В., Кудрявцев Н.Н., Филюгин И.В. //УФН. 1994.

Т.164. №3. С.263-285.

БАКТЕРИЦИДНЫЙ И РАНОЗАЖИВЛЯЮЩИЙ ПОТЕНЦИАЛ

СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РЕАКТОРА

Амиров Р.Х., Ермолаева С.А., Итенберг А.И., Петров О.Ф., Самойлов И.С., Сысолятина Е.В.

ФГБУН Объединенный институт высоких температур РАН,pulse@ihed.ras.ru ФБГУ"Научно-исследовательский институт эпидемиологии и микробиологии им. Н.Ф.Гамалеи" МЗ РФ, demiurg_84@mail.ru Основным способом терапии и профилактики раневых инфекций является применение антибиотиков и антибактериальных мазей и кремов. Между тем часто раневые инфекции с трудом поддаются терапии. В данной работе исследуется терапевтический ранозаживляющий эффект сегнетоэлектрического реактора (СЭР), с применением которого ранее был получен бактерицидный эффект, достигающий величины 100%. [1] Для применения в медицине известны конструкции на базе низкотемпературной плазмы, в которых биологический эффект вызывается как самим плазменным факелом (прямое плазменное воздействие), так и потоком незаряженных частиц, сформированных в факеле (непрямое плазменное воздействие). Целью данной работы было изучение бактерицидных и ранозаживляющих свойств нейтральных активных частиц, формирующихся в плазменном потоке, генерируемом СЭР.

Рис. 1. Внешний вид СЭР

СЭР представляет собой контейнер из фторопласта Ф-4, в котором находятся два электрода из металлической сетки. Пространство между сетками заполняется сфероподобными гранулами из легированного титаната бария (TiBaO3), с диэлектрической константой в диапазоне 1000-10000 в зависимости от типа легирования. На электроды подается высоковольтное переменное напряжение с частотой несколько кГц, сеточный электрод, находящийся на внешней стороне реактора, заземлен и имеет потенциал, равный нулю. Через межэлектродное пространствоСЭР, заполненное гранулами,может прокачиваться рабочий газ, в том числе, воздух.Работа реактора основана на множественных микроразрядах наносекундной длительности, возникающих вблизи контактов сегнетоэлектрических гранул, находящихся в знакопеременном электрическом поле. Наносекундные разряды формируют сильнонеравновесную плазму и в зависимости от газовой среды приводят к наработке активных радикалов, которые захватываются потоком газа и транспортируются,например,кповерхности раны. Конструктивно СЭР выполнен так, что интенсивность ультрафиолетового излучения, сопровождающего плазменный разряд в воздухе, сведена к минимуму.

Распределение биологически активных частиц в потоке газа, выходящем из сегнетоэлектрического реактора В качестве плазмообразующего газа для сегнетоэлектрического реактора использовали воздух, который либо пассивно проходил через реактор, либо прокачивался с помощью насоса. Наиболее долгоживущими биологически активными частицами, формирующимися в воздухе в разряде, являются озон и монооксид азота NO. Концентрации активных частиц обоих типов быстро снижались по мере удаления от выходного отверстия реактора (Рис. 2 и 3).

–  –  –

Рис. 2. КонцентрацияNO на выходе из реактора в зависимости от скорости прокачки Распределение концентрации этих частиц по мере удаления от выходного отверстия показало сильную зависимость от скорости прокачки воздуха. Особенно сильную зависимость демонстрировал монооксид азота NO: в стационарных условиях (без дополнительной прокачки воздуха с помощью насоса) концентрация NO на расстоянии 1 см от выходного отверстия превышала 300 ррm. (Рис. 2). При скорости прокачки воздуха 10 л/мин концентрация NO падала ниже предела чувствительности прибора. При скорости прокачки 5 л/мин концентрация NO на расстоянии 1 см составляла около 20 ррm.

Количество озона в составе воздуха, прошедшего СЭР, напротив, возрастало с увеличением скорости прокачки: на расстоянии 4 см от выходного отверстия количество озона при скорости прокачки 10 л/мин в 3 раза превышало количество озона в стационарной системе. Минимальное расстояние, на котором был определен верхний предел чувствительности прибора к озону – 1,2 ррm, - составляло 3 и 4 см, соответственно, в отсутствие прокачки и при прокачке воздуха со скоростью 10 л/мин.

–  –  –

Чувствительность бактерий invitro в зависимости от времени воздействия была определена в отсутствие прокачки воздуха, т.е., примаксимальной концентрации монооксида азота, поскольку концентрация озона для разных условий прокачки воздуха через реактор слабее (сравн. Рис.2 и Рис.3). Максимальный бактерицидный эффект при обработке бактерий, помещенных на твердую питательную среду, достигался после 5 мин воздействия, увеличение длительности экспозиции не усиливало антибактериального действия (Рис.4) Рис. 4. Бактерицидный эффект от времени обработки.Pa – P.aeruginosa 103, Sa78 – S.aureus 78, Sa6538p – S.aureus 6538p, L.m – L.monocytogenesEGDe, E.coli – E.coli JM109.

Бактерии рутинно культивировали на чашках с кровяным агаром при 28°С (P.aeruginosa) или 37°С (другие виды). Для получения ночной культуры в жидкой питательной среде использовали стандартную методику с выращиванием бактериальной суспензии на шутеле в течение 18ч при 370С. Для бактерицидной обработки серийные разведения ночной культуры бактерий в концентрациях 103, 104, 105 КОЕ/мл высевали на чашки с твердой питательной средой (ГРМ-1, Оболенск) и облучали в течение указанных ниже промежутков времени. Расстояние от поверхности плазменной горелки до образца составляло 5 мм. Падение числа сформировавшихся колоний при обработке бактериальных клеток в обозначенных условиях составляло для P.aeruginosaPa 103 125 раз, для S.aureusSa 78 –24 раза, для S.aureusSa 6538 –84 раза, дляL.monocytogenesEGDe –228 раза, для E.coliJM109 –813 раз (p0,05) Таким образом, не наблюдалось зависимости в чувствительности от грампринадлежности бактерий. Скорее, чувствительность носила штамм-специфичный характер. Максимальную чувствительность к продуктам плазменного разряда продемонстрировал бактерии E. coli штамма JM109, в геноме которого есть мутация recA1, уменьшающая способность бактерий к общей рекомбинации.

Для определения зависимости бактерицидного эффекта от скоростипрокачки газа через СЭР помещенных на агаризованную среду бактерий обрабатывали в течение 5 минут, т.к. именно при этой экспозиции наблюдали максимальный эффект в отсутствие прокачки. С увеличением скорости прокачки воздуха бактерицидный эффект снижался, что коррелировало с уменьшением концентрации активных частиц, прежде всего NO, в потоке газа, который воздействовал на микроорганизмы. Особенно выражено был эффект зависимости бактерицидного эффекта от скорости прокачки газа для S. aureusSa78 и для E. Coli.

Для оценки бактерицидного эффекта СЭР и скорости заживления ран были использованы мыши линии BALB/c (самки, 16-18 граммов). В каждой группе было 10 животных. Все эксперименты на животных были выполнены в соответствии с этическими нормами работы с лабораторными животными. С помощью стерильного скальпеля на спине делали раны, в которые помещали и фиксировали лейкопластырем стерильные бинтовые тампоны, пропитанные 100 мкл суспензии S.aureusSa 78 (108 КОЕ/мл). Тампоны были извлечены через 2 дня, когда в ранах наблюдались признаки острого инфекционного процесса. Мышей фиксировали и подвергали 10-минутной обработке на расстоянии 5 мм от внешнего сетчатого электрода СЭР ежедневно в течение последующих 7 дней.

Для определения бактерицидного эффекта подсчитывали уровень обсемененности ран до и после обработки. Образцы собирались круговым движением стерильного ватного тампона по всей площади раны без снятия корок. Ватный тампон помещали в стерильный PBS, после чего делали серию разведений с последующим высевом на селективную питательную среду теллурит глицин агар (HiMedia, Индия). В качестве контроля использовали мышей с аналогичными ранами, не подвергавшихся плазменному воздействию.

Для оценки заживляющего эффекта СЭР сравнивались площади раневой поверхности на 1-8,12 и 14 день начала эксперимента. Делались фотоснимки ран снеизменнымипространственнымразрешением и ориентацией объектов. По полученным фотоснимкам производился подсчет площади раневой поверхности с применением AdobePhotoshop.

Рис. 5. Уровень падения бактериальной обсеменности после обработки ран СЭР.

Коэфф. – отношение исходной к конечной обсемененности Статистически значимое увеличение скорости заживления ран у обработанных плазмой мышей линии Balb/C наблюдалось со 2 дня и увеличивалось к 3 дню. Однако, с 5 дня затягивание раневых дефектов замедлилось. Это можетобъясняться нарушением адгезии и агрегации тромбоцитов под действием NO, что считается дозозависимым эффектом в случае острых ран.

Результаты позволяют сделать вывод о том, что воздействие окисла азота и озона ускоряет заживление ран в первые дни применения, однако их использование следует ограничить коротким курсом в 2-3 обработки.

Таким образом, установленная бактерицидная активность потока частицO3 и NO, сформированных сегнетоэлектрическим реактором, invitro и invivo, а также ранозаживляющее действие дают основания предполагать, что применение продуктов воздушной плазмы может стать методом, позволяющим достичь положительных результатов в терапии раневых инфекций.

Литература [1] R.H. Amirov, E.I. Asinovskii and I.S. Samoilov. Ferroelectric packed bed reactor for non-thermal plasma treatment of effluent gas // ELECTRICAL DISCHARGES FOR

ENVIRONMENTAL PURPOSES: FUNDAMENTALS AND APPLICATIONS.

Edited by Dr. E.M. van Veldhuizen. NY: NOVA Science Publishers. 1999. pp.401

–  –  –

На сегодняшний день легкая промышленность является инновационно привлекательным сектором экономики, в котором новые нетрадиционные технологии обработки материалов находят все более широкое применение. Одним из таких направлений являются плазменные технологии. Обработка низкотемпературной плазмой (НТП) позволяет изменять поверхностные слои обрабатываемых материалов, и, как следствие, получать комплекс физико-химических и технологических эффектов.

Использование низкотемпературной плазмы позволяет интенсифицировать или заменить некоторые жидкостные процессы, требующие применения химических реагентов, на кратковременную обработку текстильного материала в газовом разряде, практически без выделения вредных веществ [1].

Особую важность при проведении отделочных операций текстильных материалов имеют гидрофильные свойства, так как первой стадией всех жидкостных процессов является смачивание. Равномерность и быстрота смачивания определяет эффективность пропитки материала рабочими составами. Наибольшее значение пропитка имеет в непрерывных технологиях, когда время контакта материала с рабочим раствором ограничено [1]. Непрерывный процесс чаще всего применяется для крашения текстильных материалов и заключается в кратковременном пребывании материала в красильном растворе, после чего подвергается фиксации запариванием, сушкой или продолжительной выдержкой до 24ч. Непрерывные способы отделочных операций отличаются высокой производительностью и меньшим количеством промышленных выбросов, однако, равномерность прокраса материала по всей толщине вследствие кратковременности его пребывания в растворе красителя может оказаться недостаточной. Предварительная обработка текстильного материала НТП может стать одним из путей решения данной проблемы. В работе рассмотрено использование НТП для подготовки трикотажного полотна к крашению непрерывным способом.

Плазменную обработку трикотажного полотна проводили на экспериментальной установке высокочастотного емкостного разряда пониженного давления. После предварительной откачки воздуха из вакуумной камеры, в разрядную камеру напускали рабочий газ - воздух. Заданное давление устанавливали с помощью вентиля, соединяющего вакуумную камеру, с механическими насосами, затем включали высокое напряжение на высокочастотном генераторе, под действием электромагнитного поля происходил нагрев плазмообразующего газа до состояния плазмы. НТП обработку трикотажного полотна проводили при давлении 23Па, варьируя время обработки и мощность, вкладываемую в разряд.

Результаты экспериментальных исследований показали, что НТП обработка придает суровому хлопчатобумажному трикотажному полотну способность мгновенно смачиваться водой и увеличивает его водопоглощение на 50-70%, способствует повышению капиллярности более чем в 10 раз [2]. Плазмообработанные образцы не только быстро поглощают, но и удерживают значительное количество воды. На следующем этапе работы трикотажное полотно окрашивали активным красителем непрерывным плюсовочно-запарным способом, варьируя концентрацию красителя в красильной ванне и продолжительность пропитки. Крашение проводили без предварительной подготовки, с предварительным отвариванием и предварительной НТП обработкой трикотажного полотна, для сравнения так же проводили крашение по периодическому способу (табл.). Результаты испытаний показали, что опытные образцы по показателям окраски (цветовым характеристикам и устойчивости окраски) не уступают образцам, окрашенным периодическим способом.

–  –  –

Результаты показывают, что предварительная НТП обработка придает суровому трикотажному полотну высокие сорбционные свойства и открывает перспективу применения непрерывных процессов в трикотажном отделочном производстве, как более производительных и экологичных. Использование НТП обработки позволяет исключить из технологического цикла процесс отваривания текстильного материала при крашении в темные тона и получать трикотажные полотна с цветовыми характеристиками равными, полученным по типовой технологии.

Литература

Применение тлеющего разряда в текстильной и строительной промышленности:

[1] монография / М. В. Акулова [и др.] Иван. гос. хим.-технол. ун-т. Иваново, 2008. – 232 с.

Азанова А. А. Подготовка трикотажа к непрерывному крашению активными [2] красителями / Азанова А.А., Мухаметшина Г.Н., Абдуллин И.Ш. // Вестник казанского технологического университета. – 2014. – Т.17, №18. – С. 54-55.

–  –  –

Считается, что отличительная особенность дугового разряда заключается в большой доле электронного тока на поверхности катода Se (Se0,5), при этом для стационарных разрядов в качестве определяющего механизма эмиссии рассматривается термоэлектронная [1]. Однако это утверждение нередко противоречит эксперименту.

Значительный дефицит термоэмиссионного тока на вольфрамовых катодах был зафиксирован в среде инертных газов при пониженном давлении [2] и в азотной дуге атмосферного давления [3]. Аналогичный эффект был обнаружен и в вакуумной дуге со стационарной диффузной катодной привязкой (ДКП) на катоде из твердого хрома [4, 5]. По данным работы [5], доля тока термоэмиссии Se в этом разряде составляла порядка 10-4. В работе [2] было высказано предположение о существовании некой «аномальной высокой эмиссии электронов» (АВЭЭ) с катода в дуговом разряде.

Объяснить эффект АВЭЭ не удалось до сих пор.

В данной работе приведены результаты исследований разряда с ДКП на катоде из свинца, для которого, как и для хрома, можно ожидать значительного дефицита тока термоэмиссии. Отличительная особенность разряда с ДКП, характеризующегося относительно низкой плотностью тока на катоде (10-102 А/см2), - это способность генерировать стационарный высокоионизованный поток плазмы, не содержащий микрокапельную фракцию. Благодаря этому данный разряд весьма привлекателен для различных плазменных технологий.

Разряд зажигался в вакуумной камере при остаточном давлении менее 10-2 Па.

Источником питания служил выпрямитель с напряжением 380 В. Свинец массой 15 г закладывался в теплоизолированный молибденовый тигель с внешним диаметром 25 мм и высотой 14 мм. Выходное отверстие тигля имело диаметр 14 мм. Основная часть опытов проводилась с тиглем, закрытым молибденовой крышкой массой 12 г, в которой было просверлено отверстие диаметром 6 мм. Это позволило, по оценкам, примерно в пять раз уменьшить скорость испарения свинца. Под тиглем располагался электронно-лучевой подогреватель (ЭЛП) с мощностью N до 1 кВт. Анодом разряда являлся водоохлаждаемый стальной диск, имевший центральное отверстие диаметром 15 мм. Межэлектродное расстояние составляло около 30 мм.

Температура тигля Tc измерялась с помощью яркостного пирометра IS-140.

Отличие измеряемой температуры от средней температуры поверхности катода по оценкам не превышало 3%. Спектрометр ASP150TF использовался для регистрации спектров излучения плазмы. Проводилась видеосъемка разряда.

Эксперименты проводились по следующей схеме. Тигель с помощью ЭЛП разогревался до рабочей температуры. При температуре Tc 1,2 кК, которой соответствует давление насыщенных паров свинца ps 60 Па [6], над поверхностью тигля наблюдалось слабое фиолетовое свечение в виде облачка неправильной формы.

Свечение было неустойчивым, его интенсивность и форма менялись со временем.

Напряжение между электродами в этом режиме было 10 В. По-видимому, это свечение возникает в результате ионизации пара электронами, утекающими из ЭЛП. По оценкам, величина тока утечки составляет порядка 1 мА.

При достижении температуры Tc 1,25 кК (ps 130 Па) на промежуток подавалось напряжение от выпрямителя, после чего возникал слаботочный разряд с током I порядка 10 мА и напряжением горения 340 В. Кадр видеосъемки этого разряда представлен на рис. 1-а, в этот момент температура тигля равнялась 1,24 кК.

Слаботочный разряд мог существовать десятки секунд, при этом его внешний вид значительно изменялся. При Tc 1,25-1,3 кК разряд с током 30 мА за время менее 0,05 с переходил в дуговой с током десятки ампер. На рис.1-б приведен кадр видеосъемки разряда при следующих условиях: I = 20 А, напряжение на дуге V =13,8 В, Tc 1,33 кК. Видеосъемка проводилась через фиолетовый светофильтр. Слева на кадрах виден экран, который защищал диагностическое окно пирометра от запыления.

а б Рисунок 1 – Слаботочный (а) и дуговой (б) разряды на свинце Вакуумный дуговой разряд с ДКП на свинце, как и аналогичный разряд на хроме [4, 5], характеризуется отсутствием микрокапельной фракции в продуктах эрозии и нерегулярных пульсаций напряжения на дуге и светимости плазмы с характерным временем до 1 мс.

На рис.2 показана термограмма тигля (без крышки) во время эксперимента.

Разряд загорелся в момент времени t 42 с при Tc 1,26 кК, ток дуги в начальный момент составлял 30 А, напряжение на дуге V = 11,2 В. После возникновения дуги ЭЛП был отключен, то есть дуга перешла в самостоятельный режим (без подогрева). В момент времени t 74 с ток был увеличен до 64 А (V = 12,6-13,4 В), а при t 105 с снижен до 54 А (V 13 В). Через 20 с ток был увеличен до 66 А (V = 13,6 В). Дуга самопроизвольно погасла в момент времени t 140 с, примерно за секунду до этого однородное свечение из тигля пропало, а на верхней поверхности тигля появились катодные пятна (4-8 шт.). После эксперимента свинца в тигле не осталось.

На рис. 3 приведена термограмма тигля с крышкой. Разряд с током 29 А загорелся в момент времени t 56 с при температуре тигля 1,26 кК, напряжение на разряде было 15,6 В. ЭЛП, имевший мощность 80 Вт, был отключен в момент времени t 77 с, когда температура тигля составила 1,38 кК. Через 7 с после этого ток дуги был уменьшен до 20 А, и удерживался неизменным до момента времени t 270 с, напряжение на разряде составляло около 15 В. В момент времени t 195 с был включен ЭЛП, его мощность составила 45 Вт. В результате температура тигля увеличилась с 1,33 до 1,38 кК. В момент времени t 270 с ток был увеличен до 29 А, сразу после этого с тигля слетела крышка. В момент отрыва крышки Tc 1,38 кК, при этой температуре давление паров свинца ps 0,68 кПа [6]. По оценкам, для того, чтобы сбросить крышку давление внутри тигля должно составлять 0,87 кПа. После сброса крышки разряд горел еще 35 с, после чего самопроизвольно погас; весь свинец из тигля испарился. Подвижные пятна в этом опыте не наблюдались. Как следует из данных на рис. 2 и рис. 3, температура тигля качественно отслеживает изменение тока разряда и наличие внешнего подогрева.

1,42 1,4 1,38

–  –  –

1,34 1,32 1,3 1,28 1,26 1,24 1,22

–  –  –

1,34 1,32 1,3 1,28 1,26

–  –  –

установившегося режима с током 20 А (рис. 3) Tc 1,33 кК. При этой температуре давление насыщенных паров свинца ps 0,38 кПа [6]. Тогда из (1) следует, что Jim 30 А/см2. Площадь поверхности расплава с учетом мениска составляет около 5 см2. Таким образом, если 15 % испаренных атомов вернутся на катод в виде ионов, то этого достаточно, чтобы обеспечить перенос заряда на поверхности катода. По расчетам, плотность термоэмиссионного тока Je с поверхности свинца при температуре 1,33 кК на восемь порядков меньше, чем Jim (Je 0,15 мкА/см2). Аналогичные оценки для условий разряда c ДКП на хроме [5] показывают, что ионы так же способны обеспечить перенос заряда на катоде.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
Похожие работы:

«Пояснительная записка Рабочая программа по химии для 8-9 классов составлена на основании: 1.Федерального закона "Об образовании в РФ" № 273-ФЗ от 29.12.2012.2.Федерального компонента государственного образовательного стандарта общего образования, утвержденным приказом Минобразования России от 05.03 2004 г. №1089 "Об утверждении ф...»

«ЩИПЦОВА Елена Алексеевна АГРОГЕННЫЕ ЛАНДШАФТЫ ЮЖНОЙ ЧАСТИ АМУРСКО-ЗЕЙСКОЙ РАВНИНЫ: СТРУКТУРА И ОЦЕНКА 25.00.23 – физическая география и биогеография, география почв и геохимия ландшафтов Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата географических наук Иркутск – 2015 Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении высшего...»

«194 НАУЧНЫЕ ВЕДОМОСТИ Ш Ш Сопи я: Математика. Физика. 2013. №26(169). Вып. 33 УДК 621.7: 621. 217 ОЦЕНКА РА ЗМ Е РН Ы Х П А РА М ЕТРО В М А ТЕ РИ А Л Ь Н Ы Х О Б Ъ Е К Т О В В.А. Лиопо, С.В. Авдейчик, Е.И. Эйсымонт, В.А. Струк, А.С. Воронцов Гродненский государственный ун...»

«W^OtMf СИИ1Ш НИДШШГ1 института 1ДМ1ЫХ иссщпаш дубиа Р6-88-936 В.Б.Бруданин, И.А.Простаков, Ш.Бриансон, Ц.Вылов, Ш.Э.Запаров, В.Г.Сандуковский, В.М.Горожанкии, Ю.Б.Гуров, Б.П.Осипенко, Я.Юрко веки ИЗМЕРЕНИЕ ГРАНИЧНОЙ ЭНЕРГИИ БЕТА-СПЕКТРА ТРИТИЯ, ВНЕДР...»

«Много звезд на небе, но это не мешает Веге сиять своим собственным светом ЕГА ВЕСТНИК ЕВРОПЕЙСКОЙ ГИМНАЗИИ АЛЬМАНАХ ВЕСТНИК ЕВРОПЕЙСКОЙ ГИМНАЗИИ В АЛЬМАНАХ ВЕСТНИК ЕВРОПЕЙСКОЙ ГИМНАЗИИ АЛЬМАНАХ ВЕСТНИК ЕВРОПЕЙСКОЙ ГИМНАЗИ...»

«ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ МОСКОВСКИЙ ИНЖЕНЕРНО-ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ (ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ) А.Ф. Горюнов УРАВНЕНИЯ МАТЕМАТИЧЕСКОЙ ФИЗИКИ В ПРИМЕРАХ И ЗАДАЧАХ Часть II Рекомендовано УМО „Ядерные физика и технологии” в качестве учебного пособия для студентов высших учебных заведений Москва 2008 УДК 5...»

«УДК 637.517.92 : 543.06 : 006.354 Группа Н19 ГОСУДАРСТВЕННЫЙ СТАНДАРТ СОЮЗА ССР МЯСО КРОЛИКОВ гост Методы химического и микроскопического анализа свежести мяса 20235.1-74 Meat of rabbits. Methods for chemical and microscopic analysis of meat freshness Постановлением Государственного комитета стандартов Совета Ми...»

«КАЛИФ МЕГА микрокапсулированная суспензия Kalif® Mega Наименование и содержание действующих средствами индивидуальной защиты: средствами веществ: кломазон 33 г/л + метазахлор, 250 г/л защиты органов дыхания (при необходимости), Наименование средства защиты растен...»

«Муниципальное автономное общеобразовательное учреждение лицей № 14 имени Ю.А. Гагарина Щелковского муниципального района Московской области УТВЕРЖДАЮ Директор МАОУ лицея № 14 имени Ю.А. Гагарина _ (Е.В. Вороницына) "01" сентября 2016г. Рабочая программа по химии (базовый уровень) 9 а клас...»

«Известия вузов. Математика http://www.ksu.ru/journals/izv_vuz/ 2010, № 8, c. 3–15 Гос. номер статьи по НТЦ Информрегистр 0421000123 \0068 В.В. АСЕЕВ ВЫПУКЛОЕ РАЗДУТИЕ ПЛАСТИН КОНДЕНСАТОРА Аннотация. В статье...»

«УДК 510.22 М.В.Антипов АКСИОМАТИКА ТРИГОНОМЕТРИЧЕСКИХ ПРОСТРАНСТВ Необъяснимо парадоксальная ситуация сложилась вокруг фундаментального познания. Давно не было открытий и заметных результатов, и напротив, удивительный переизбыток провалов и застойных тенденций. Объяснение напрямую связано с аксиомой бесконечности. Якобы невинна...»

«УДК 574 (075. 8) Б.К. Асылбекова КазНТУ СОСТОЯНИЕ ВОЗДУШНОЙ СРЕДЫ г. АЛМАТЫ Маалада Алматы аласыны атмосфералы ауасыны кйі туралы баылау нтижелері келтірілген. аланы физика-географиялы сипаттамасы, ластаушы заттар млшерлеріні динамикасы, ауадаы ышыл заттектерді сері аныталан. Alm...»

«Авдеев Сергей Михайлович УЗКОПОЛОСНЫЕ ИСТОЧНИКИ СПОНТАННОГО УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ОСНОВЕ БАРЬЕРНОГО РАЗРЯДА: ИССЛЕДОВАНИЕ, СОЗДАНИЕ И ПРИМЕНЕНИЕ 01.04.05 оптика АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени ка...»

«.04.10 " " МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РА ЕРЕВАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ Агаронян Камо Гамлетович КУЛОНОВСКИЕ СОСТОЯНИЯ И ОПТИЧЕСКОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ НАНОСТРУКТУРАХ С ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ОГРАНИЧЕНИЕМ АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной степени доктора...»

«Математический анализ Раздел: Дифференциальное исчисление Тема: Дифференциал функции. Производные и дифференциалы порядка n Лектор Рожкова С.В. 2012 г. §6. Дифференциал функции 1. Определение и геометрический смысл ОПРЕДЕЛЕНИЕ. Функция y =...»

«НАДХОДЖЕННЯ НАВЧАЛЬНОЇ ТА ДОВІДКОВОЇ ЛІТЕРАТУРИ, ЩО ОТРИМАНА НБ СНУ ІМ. В.ДАЛЯ В ДАР травень 2015 року З друкованими виданнями можна ознайомитись у бібліотеці СНУ ім. В.Даля. Замовити електронні версії видань можна на сайті Наукової бібліотеки СНУ ім. В.Даля через с...»

«1975 г. Март Том 115, вып. 3 УСПЕХИ ФИЗИЧЕСКИХ НАУК БИБЛИОГРАФИЯ [523+531(049.3) О ПУТЯХ РАЗВИТИЯ ФИЗИКИ И АСТРОФИЗИКИ В. Л. Гинзбург. О ф и з и к е и а с т р о ф и з и к е. Изд. 2-е, дополн. М., "Наука" (Главная редакция физико-математической литературы), 1974, 120 с. Я не люблю попул...»

«И. В. Яковлев | Компания Ваш репетитор Электродинамика Данное пособие посвящено третьему разделу Электродинамика кодификатора ЕГЭ по физике. Оно охватывает следующие темы.• Электризация тел. Взаимодействие зарядов. Два вида заряда. Закон сохранения электрического з...»

«ИННОВАЦИОННЫЙ ЦЕНТР РАЗВИТИЯ ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ INNOVATIVE DEVELOPMENT CENTER OF EDUCATION AND SCIENCE Актуальные вопросы и перспективы развития математических и естественных наук Выпуск III Сборник научных трудов по итогам международной научно-практической конференции (11 мая 2016г.) г. Омск 2016 г. УДК 50(06) ББК 2я43 Ак...»

«Успехи в химии и химической технологии. ТОМ XXX. 2016. № 9 УДК 665.6:661.183.2 Зин Мое, Наинг Линн Сое, Со Вин Мьинт, В. Н. Клушин* Российский химико-технологический университет имени Д.И. Менделеева, Москва, Россия 125047, Москва, Миусская пл., 9 * e-mail: klouch@muctr.ru АНАЛИЗ ПРОЦЕССОВ ТЕРМИЧЕСКОЙ И...»








 
2017 www.kn.lib-i.ru - «Бесплатная электронная библиотека - различные ресурсы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.