Author: Маршак И.С. Дойников А.С. Жильцов В.П.
Tags: электротехника физика электроника светотехника
Year: 1978
Text
Оглавление
Предисловие .................................. . 3
Введение 7
ЧАСТЬ ПЕРВАЯ
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ИМПУЛЬСНЫХ
РАЗРЯДАХ
Глава первая. Возникновение разряда — электрический
пробой газа при давлениях, близких к атмосферному . . 13
1-1. Классификация видов пробоя 13
1-2. Пробои видов А и С . 14
1-3. Пробой вида Е . . . 24
Глава вторая. Сильноточный импульсный разряд с рас-
ширяющимся каналом................................... 35
2-1. Первичное нарастание тока до расширения капала 35
2-2. Теория расширения разряда.......... 47
2-3. Расширение разряда в трубчатых лампах 58
2 4. Свободное расширение разряда .... 66
2-5. Яркость свободно расширяющегося разряда 80
Глава третья Импульсный разряд квазистационарного
типа . . . . . . . . 89
3-1. Локальное термодинамическое равновесие в условиях
разряда высокого давления . . . . . . 89
3-2. Диагностика квазнстационарной стадии импульсного
разряда в трубчатых лампах . . . .•.............. 97
3-3. Элементы энергетического баланса и электрические
свойства квазнстационарной плазмы . . ... 107
3-4. Излучательные и поглощательные свойства квазиста
ционарной плазмы................................ 120
3-5. Расчет характеристик импульсного разряда с квази-
стационарной стадией............................. 136
Глава четвертая. Приэлектродные явления 145
4-1. Общие сведения . 145
4-2. Катодное пятно ... 147
4-3. Распыление электродов.......................... 150
ЧАСТЬ ВТОРАЯ
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ЛАМПЫ
Глава пятая. Характеристики излучения импульсных
ламп....................................... . . . 157
5-1. Общие сведения об импульсных лампах......... 157
5-2. Основные фотометрические характеристики импульс
ных источников света.......................... *59
5 3. Световые характеристики трубчатых импульсных
ламп............................................. 1°3
5-4. Световые характеристики шаровых импульсных ламп 177
5-5. Пространственное распределение и поляризация пз-
лучения импульсных ламп........................... 190
5 .-6. Спектральные характеристики и к. и. л. трубчатых им-
пульсных ламп......................................... 196
5-7. Спектральные характеристики шаровых импульсных
ламп . . .......................... ... 217
5-8. Действие на импульсную лампу светооптической си-
стемы ............................................ 227
5-9. Стабильность излучения импульсных ламп . . . ' 230
Г л а в' а шестая. Нагрузочные характеристики импульсных
ламп ................................................. 234
6-1. Обзор пределов нагрузки . . 234
6-2. Пределы нагрузки на вводы ....................... 239
6-3. Пределы нагрузок трубчатых ламп в режиме одиноч-
ных вспышек . . . ...................... 241
6-4. Возможные механизмы разрушения трубчатых ламп 25'
Глава седьмая. Эксплуатационные характеристики им-
пульсных ламп......................................... 261
7-1. Пусковые характеристики.......................... 261
7-2. Частотные характеристики . . . . 272
7-3. Долговечность.................................... 291
7-4. Механоклиматические свойства и другие эксплуата-
ционные особенности ..................... 297
Глава восьмая. Промышленное производство импульс-
ных ламп........................................ 300
8-1. Основные признаки классификации ламп . . . 300
8-2. Основы конструирования и технологии производства 303
8-3. Ассортимент импульсных ламп . ... 312
Глава девятая. Электрические схемы включения им-
пульсных ламп и основные элементы этих схем . 331
9-1. Функциональная схема питания импульсной лампы 331
9-2. Схемы питания без накопителен энергии от источни-
ков постоянного тока.............................. 333
9-3. Схемы питания без накопителя энергии от сети пере-
менного тока................. . . 336
9-4. Общие характеристики схем с емкостными накопите-
телями энергии............................. 339
9-5. Обзор различных видов зарядных устройств 348
9-6. Индуктивные накопители энергии . 367
9-7. Разрядный контур................. 370
9-8. Основные элементы разрядного контура . 378
9-9. Устройства зажигания ........................... 403
9-10. Устройства управления, синхронизации и защиты
(УСЗ)............................................. 415
Глава десятая. Взаимодействие импульсов излучения
с приемниками ... 427
10-1. Приемники импульсного излучения................. 427
10-2. Методы измерения параметров и характеристик им-
пульсных источников света....................... .. 42
Список литературы 447
Предисловие
Широкое развитие электроники и средств автомати-
зации определяет научную и техническую значимость
всех видов концентрированных преобразований энергии,
используемых в электронной и автоматической аппара-
туре. Одним из видов преобразования электрической
энергии в весьма интенсивное оптическое излучение яв-
ляется мощный импульсный разряд в газе. Чтобы оха-
рактеризовать возможности, заложенные в таком разря-
де, достаточно напомнить, что именно с помощью осно-
ванных на применении этого разряда импульсных ламп
удалось впервые осуществить мощные оптические кван-
товые генераторы когерентного излучения.
Правильное использование существующих, типов им-
пульсных ламп, а также проведение работ по созданию
новых типов и решение с их помощью новых задач тре-
буют знания физических процессов, протекающих в
этих лампах, а также знания связи технических харак-
теристик ламп с их конструктивными данными и пара-
метрами питания. Необходимым также является зна-
комство с ассортиментом существующих ламп и схема-
ми аппаратуры, в которой эти лампы находят себе при-
менение.
В книге обобщены результаты исследований физи-
ческих и технических характеристик импульсного разря-
да в газах и его реализации в импульсных источниках
света, осуществленных ее авторами и их сотрудниками
на протяжении последних десятилетий. Учитывая отсут-
ствие достаточно полных монографий по данной теме,
авторы решили не ограничиваться в книге изложением
собственных материалов, а попытаться по возможности
критически обобщить в ней материалы многочисленных
работ других исследователей, появившихся в научно-тех-
нической литературе за последние годы. Тем самым
имелось в виду создать необходимое пособие для систе-
матизированного ознакомления с импульсными источни-
ками света все расширяющегося круга разносторонних
специалистов, которым в настоящее время приходится
разрабатывать или применять импульсные лампы в при-
борах, относящихся к разнообразным отраслям науки и
техники, и изучать явления, связанные с кратковремен-
ными посылками излучения оптического диапазона длин
волн.
Первая часть книги посвящена протекающим в им-
пульсных источниках света физическим процессам — за-
жиганию импульсного разряда и характеристикам его
сильноточной стадии, вторая часть — техническим харак-
теристикам импульсных ламп, основам их конструирова-
ния и промышленного производства, а также некоторым
вопросам их применения.
В начале 60-х годов было опубликовано первое изда-
ние книги [Л. 0-1]. Однако с тех пор понимание физи-
ческих процессов, имеющих место в импульсных источ-
никах света и в технике конструирования и использова-
ния таких источников, значительно углубилось. Это свя-
зано с современным интенсивным развитием физики
низкотемпературной плазмы в целом, а также с не ме-
нее интенсивным развитием квантовой электроники, в
которой импульсные источники света используются в
качестве одного из основных средств оптической накач-
ки. Благодаря этому, в частности, стал возможен значи-
тельно более точный, чем в момент выхода первой кни-
ги, расчет характеристик импульсных источников —
определение (по заданным параметрам внешней элект-
рической цепи и свойствам газоразрядного промежут-
ка) временного хода мощности излучения в определен-
ном спектральном интервале, а также значительно бо-
лее эффективное и разностороннее решение обратной
задачи: выбор параметров цепи и газоразрядного про-
межутка в соответствии с потребностями конкретного
технического применения источника. Поэтому названную
книгу потребовалось существенно обновить, включив в
нее современные теоретические представления и новей-
шие экспериментальные данные о физических характе-
ристиках импульсных газовых разрядов, а также сведе-
ния оС) ассортименте существующих импульсных ламп *
и схемах их включения.
Переработка коснулась практически всех глав при
небольших изменениях общей структуры книги.
В гл.1, посвященной зажиганию разряда, добавлены,
в частности, новейшие сведения о статическом и им-
пульсном пробоях. Вместо раздельного (по главам) по-
луэмпирического рассмотрения электрических, гидроди-
намических и оптических характеристик плазменного ка-
нала этот канал на основе развитых за последние годы
представлений рассмотрен в последующих главах как
целое. При этом гл. 2 посвящена процессам в расширя-
ющемся канале импульсного разряда, а гл. 3 — харак-
теристикам квазистационарного разряда, свойственного
главным образом трубчатым импульсным лампам.
В гл. 4 добавлены последние сведения о приэлектродных
процессах. В отдельных главах второй части книги опи-
саны различные технические характеристики трубчатых
и шаровых ламп — излучательные, нагрузочные и экс-
плуатационные. Эти главы, как и главы, посвященные
промышленному производству и схемам включения им-
пульсных ламп, значительно пополнены новейшими дан-
ными. Разнообразие применений импульсных ламп вы-
росло за последние годы настолько, что. их описание вы-
ходило за рамки книги.
1 Так же как и в [Л.0-1], основное внимание здесь уделяется
импульсным источникам света массового применения — импульсным
лампам. Специфически лабораторные импульсные источники нелампо-
вого типа—разряды в парах взрывающихся металлических провод-
ников, мощные разряды со сжатием канала под действием собствен-
ного магнитного поля, скользящие разряды по поверхности диэлек-
триков и т. д., отраженные в соответствующих обобщающих работах,
выходят за рамки книги (см., например, Александров А. Ф.,
Рухадзе А. А. Сильноточные электроразрядпые источники све-
та.— «Успехи физических наук», 1974, т. 112, вып. 2, с. 193—230;
Фольрат К. Искровые источники света и высокочастотная искро-
вая кинематография. — В кн.: Физика быстропротекающих процес-
сов. Т. 1. М., «Мир», 1971, с. 96—199; Андреев С. И., Ваню-
ков М. П., Даниэль Е. В. Поверхностный разряд, как источник
интенсивных световых вспышек. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1966, т. 5, № 6, с. 712; Б о р о в и ч Б. Л., Григорьев П. Г.,
Зуев В. С., Розанов В. Б., Старцев А. В., Широ-
ких А. П. Экспериментальные и теоретические исследования дина-
мики мощных излучающих электрических разрядов в газах. — «Тру-
ды ФИАН им. П. Н. Лебедева», 1974, т. 76, с. 1; Дворников И. В.,
Колпаков Ю. Н., Лакутин В. А., ПодмошенскнйИ. В.-
«Журн. прикладной спектроскопии», 1974, т. 21, № 2, с. 227—234.
С целью экономии места большинство библиографи-
ческих ссылок, имевшихся в [Л.0-1] и относившихся
главным образом к истории данной отрасли, в настоя-
щей книге опущено. Приводимая библиография в основ-
ном включает в себя публикации, появившиеся после вы-
хода [Л.0-1]. Более ранние работы повторены только в
важнейших случаях, например, если из них почерпнуты
сведения, необходимые для понимания текста (скажем,
выведенные в них формулы), или если они содержат
существенную для современного читателя библиогра-
фию, расширяющую приводимую информацию.
В создании новой редакции книги помимо И. С. Мар-
шака приняли участие А. С. Дойников (в гл. 5 и 10),
В. П. Жильцов (в гл. 7), В. П. Кирсанов (в гл. 2 и 6)
и Л. И. Щукин (в гл. 5, 7 и 8). Авторы написанных за-
ново гл. 3 — Р. Е. Ровинский, гл. 9 — В. П. Жильцов и
М. Г. Фейгенбаум.
Авторы
Введение
При решении многих научно-технических проблем
требуется, как известно, излучение весьма высокой ин-
тенсивности, причем мгновенный уровень играет в этих
проблемах большую роль, чем значение, усредненное
на протяжении длительного времени. В соответствии с
этим в технике возникла тенденция повышать, интенсив-
ность за счет непрерывности излучения, т. е. переходить
на импульсные посылки излучения. Помимо увеличения
интенсивности осуществление импульсных посылок от-
крывает также возможность их кодирования, существен-
ную для многих задач передачи информации, а также
выделения их на постоянном фоне излучения.
Тенденция к переходу на импульсные посылки излу-
чения в области радиоволнового диапазона частот элек-
тромагнитных колебаний проявилась в развившихся от-
носительно позднее областях радиотехники — радиоло-
кации, радионавигации и т. п. Та же тенденция в об-
ласти оптического диапазона привела к разработке
электроламповой промышленностью импульсных источ-
ников оптического излучения, к которому относятся уль-
трафиолетовые, видимые и инфракрасные лучи. Для
краткости такие источники излучения называются про-
сто импульсными источниками света.
Соотношение между достигнутыми значениями мощ-
ности, яркости и светового потока современных непре-
рывного действия и импульсных источников света иллю-
стрируется табл. 0-1.
Данные табл. 0-1 подтверждают преимущество им-
пульсных источников света в тех случаях передачи
энергии и информации, когда либо используются прием-
ник излучения и регистрирующая аппаратура, обладаю-
щие достаточно малой инерцией (например, вакуумный
фотоэлемент или фотоэлектронный умножитель с соот-
ветствующей схемой включения), либо должен принци-
Таблица 0-1
Сравнительная характеристика наиболее мощных и ярких
импульсных и непрерывного действия электрических источников света
Вид источ- ника Тип лампы Наиболь- шая мощ- ность, кВт Наиболь- шая яр- кость, Мкд-м-8 Наибольший световой по- ток, клм
Непрерыв- Накаливания (про- 20 30 600
ный » жекторные) Трубчатые ксеноно- 500 1000 22 000
» вые с водяным охлаждением и вихревой стаби- лизацией разря- да [Л. 0-2, 0-2а] Шаровые ксеноновые 30 6000 1300
сверхвысокого давления [Л. 0-2а—0-5] Открытые дуги вы со- 100 1400 4500
Импульсный кой интенсивности Трубчатые ксеноно- 200000 10 000 10 000000
вые кварцевые Шаровые ксеноновые 10 000 100000 200 000
пиально короткое время продолжаться сам процесс пе-
редачи (например, фотографирование передвигающего-
ся объекта, стробоскопическое наблюдение и т. п.).
Именно этим преимуществом объясняется упомянутая
тенденция использования импульсных посылок излуче-
ния как способа улучшения параметров оптической ап-
паратуры с источниками света в направлении увеличе-
ния скоростей, повышения точности, расширения диапа-
зонов и автоматизации процессов в новейшей технике.
Кратковременные световые вспышки могут быть по-
лучены и с помощью источника непрерывного излучения,
снабженного тем или иным оптическим затвором или
действующего в прерывистом режиме (например, лам-
пы накаливания, работающие в течение короткого вре-
мени с перекалом, или ненадолго перегружаемые ксено-
новые или ртутные дуговые лампы [Л. 0-5а—0,8-а]);
при этом допускается повышение примерно на порядок
мощности источника по сравнению с номинальным ре-
жимом. Импульсные источники света могут быть осно-
ваны на использовании химической реакции (лампы од-
норазового действия [Л. 0-9, 0-10] типа ламп-вспышек
с металлической фольгой, сгорающей в атмосфере кис-
лорода или фтора, или так называемые магниевые фо-
товспышки или фотобомбы, в которых металлический
порошок мгновенно сгорает благодаря выделению кис-
лорода из смешанной с ним богатой кислородом соли, а
также лампы, наполненные инертным газом, дающие
вспышку под действием ударной волны, которая созда-
ется взрывчатым веществом [Л. 0-11]). Они могут осно-
вываться на кратковременном возбуждении люминофо-
ра (например, пучком электронов [Л. 0-12]) и на ис-
пользовании кратковременного электрического разряда
в газе или парах металла — конденсированной электри-
ческой искры.
Специфические особенности конденсированного ис-
крового разряда — высокая температура и яркость, лег-
кая управляемость, возможность частого повторения
вспышек, сравнительная простота вспомогательных уст-
ройств — обеспечили последнему виду импульсных ис-
точников света наиболее широкое применение.
Впервые искровой разряд был применен в качестве
импульсного источника света в середине XIX в., когда
Фокс-Тальбот [Л. 0-13] осуществил скоростное фотогра-
фирование при освещении электрической искрой.
В наше время импульсный (искровой) разряд в га-
зах явился предметом изучения и освоения в весьма
большом числе работ. Им занимаются в высококовольт-
ной технике при разработке проблем грозозащиты и
изоляции. Он применяется как основной способ зажи-
гания горючих смесей, например, в двигателях. Импуль-
сный разряд широко используется в спектроскопии для
возбуждения спектров ионизированных атомов. Он иг-
рает значительную роль во многих коммутирующих при-
борах электротехники, радиотехники и электроники (раз-
рядники^ тригатроны и т.п.). Благодаря тому что сопут-
ствующее импульсному разряду мгновенное образование
газовой плазмы является в настоящее время самым вы-
сокотемпературным физическим процессом, который
может быть осуществлен в малом объеме (в отличие от
взрывных процессов, использующих кратковременные
химические или ядерные цепные реакции, которые за-
хватывают большие пространства), им заинтересовались
и специалисты по ядерной физике, рассматривая его как
возможный путь к осуществлению управляемой термоя-
дерной реакции или по крайней мере к изучению обус-
ловливающих такую реакцию характеристик.
Наиболее широко используется импульсный электри-
ческий разряд в газах в отрасли, одной из первых на-
шедшей ему практическое применение, — производстве
импульсных источников света.
До 30-х годов в качестве не выходивших за пределы
лабораторий электрических импульсных источников све-
та использовались либо открытый искровой разряд в
воздухе [Л.0-14], либо импульсный разряд в трубках,
наполненных парами ртути [Л.0-15]. Шагом вперед
явилось применение в качестве таких источников им-
пульсных разрядов в трубках, наполненных инертными
газами, и разрядов в парах взрываемой током металли-
ческой проволочки. Начало было положено во второй
половине 30-х — первой половине 40-х годов работами
Лапорта, Эджертона, Вульфсона, Маршака и их со-
трудников [Л .0-16—0-19], в результате которых в тех-
нику были внедрены первые серийные импульсные элек-
троосветительные устройства. С тех пор во многих стра-
нах были проведены обширные исследования, а также
конструкторские и технологические разработки, привед-
шие к возникновению в 50-х годах промышленной отра-
сли импульсных электрических источников света.
В настоящее время в наиболее развитых странах
производятся сотни видов таких источников, среди ко-
торых в первую очередь могут быть названы: всевоз-
можные трубчатые импульсные лампы с различными
максимальными энергиями вспышек (от нескольких
джоулей для внутриполостной медицинской фотографии
и портативных электронных фотовспышек до сотен ты-
сяч джоулей для ночной аэросъемки и оптической на-
качки лазеров [Л.0-20—0-23]) и различными формами
светящего объема (прямые •— для получения плоского
веерного светового пучка, например, в оптических кван-
товых генераторах и в камерах Вильсона [Л.0-23—0-27],
спиральные или U-образные — для получения конусно-
го и кольцевые — для бестеневого светового пучков и т. д.
[Л.0-23, 0-28]), стробоскопические импульсные лампы
(строботроны) с частотой вспышек до нескольких кило-
герц для стробоскопов и осветителей "при скоростной
киносъемке (от маломощных неоновых строботронов-
тиратронов для строботахометров до ксеноновых ламп
со средней мощностью в десятки киловатт [Л.0-23, 0,29—
0-32J), лампы для светосигнальных устройств (частота
1—3 Гц, мощность 10—500 Вт, срок службы до не-
скольких миллионов вспышек [Л.0-23, 0-33—0-35]), лам-
пы с особенно короткой вспышкой для фотохимии и
различной электронной аппаратуры [Л.0-36—0-38], се-
рия строботронов для вычислительных и других авто-
матических устройств (мощность — несколько ватт, час-
тота— сотни герц [Л.0-39, 0-40]) и т. д. Одновременно
выпускается большой ассортимент оптической аппара-
туры с импульсными лампами, в том числе могут быть
названы различные оптические квантовые генераторы,
электронные фотовспышки широкого потребления, ос-
ветители для скоростной, медицинской, биологической и
других специальных видов фотографии, различные стро-
боскопы и т. п. Устройства с импульсными лампами
применяются в автоматике и телемеханике (приборы со
световыми каналами управления и передачи информа-
ции — оптические дистанционные контактирующие уст-
ройства, датчики «угол—число» вычислительных ма-
шин, аппаратура светового ограждения, управление пре-
образователями на высоковольтных линиях передачи
постоянным током, толщиномеры и т. д.). Они находят
применение в оптической локации и связи (измерители
высоты облачности и другие дальномеры, оптическая
телефония и т. д.). Все больше создается светосигналь-
ных приборов с импульсными лампами (световые трас-
серы, маяки и бортовые огни для современных скорост-
ных самолетов большого радиуса действия, прочее тран-
спортное светооборудование). Существует и разрабаты-
вается целый ряд приборов, в которых импульсные лампы
используются для получения отметок времени, фото-
регистрации, микрофильмирования, цейтраферной съем-
ки, полиграфии, фотолитографии, фотометрии и т. п.
[Л.0-23, 0-41—0-45]. Появилось несколько типов кино-
проекторов с импульсными лампами, и эти лампы на-
чали применяться для телевизионной передачи кино-
фильмов, а также для освещения телестудий при систе-
ме передачи со сканирующим лучом. Разрабатывается
применение импульсных ламп в ряде отраслей техноло-
гии, как, например, фотохимии (фотолиз, фотосинтез,
металлообработка травлением поверхности, предвари-
тельно . покрытой светочувствительным лаком, кото-
рый задубливается светом в непротравливаемых местах)
и т. п. Можно не сомневаться, что дальнейшее развитие
науки и техники откроет и другие области применения
этих ламп.
Общий объем производства импульсных источников
света характеризуется, например, тем, что в одной Япо-
нии было выпущено в 1973 г. несколько десятков типов
ксеноновых импульсных ламп в количестве 3,32 млн. шт.
[Л.0-46, 0-47]. Вместе с тем за последнее десятилетие
это производство после предшествовавшего бурного раз-
вития начало приобретать некоторые стабильность и
упорядоченность. Все чаще новые разработки ламп и
приборов используют унифицированные элементы и сво-
дятся к умеренной модификации параметров без реали-
зации принципиально новых физических или технических
усовершенствований. Уделяется внимание возможной
стандартизации ламп по ассортименту, технологии, сты-
ковке с аппаратурой, документации и т. д. В этих усло-
виях представляется вполне возможным и своевремен-
ным обобщающий обзор научных основ отрасли и ис-
пользуемых в ней конструктивно-технологических мето-
дов, которому посвящена настоящая книга.
Часть первая
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
В ИМПУЛЬСНЫХ РАЗРЯДАХ
Глава первая
ВОЗНИКНОВЕНИЕ РАЗРЯДА —
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ГАЗА
ПРИ ДАВЛЕНИЯХ, БЛИЗКИХ
К АТМОСФЕРНОМУ
1-1. Классификация видов пробоя
Рассмотрение физических процессов в импульсном
(искровом) газовом разряде естественно начать с явле-
ния формирования высокопроводящего плазменного ка-
нала в газовом промежутке, обладавшем перед тем
высокими электроизоляционными свойствами. Для дости-
жения высокой интенсивности свечения разряда в им-
пульсных источниках света, как правило, требуется вы-
сокая плотность частиц газа и поэтому газ используется
при давлениях, близких к атмосферному.
Определение «пробой газа при давлениях, близких к атмосфер-
ному», охватывает широкий класс переходных процессов электриче-
ского разряда в газах и еще не выделяет группы физических явле-
ний, подчиняющихся единообразным законам.
Накопленные к настоящему времени сведения позволяют допол-
нительно разделить различные формы таких пробоев на несколько
видов, управляемых различными, характерными для каждого вида
механизмами. Среди таких видов могут быть названы следующие,
имеющие наибольшее научное или прикладное значение:
А. Пробой при малых превышениях статического пробивного
напряжения Us не слишком длинных искровых промежутках (про-
бивные напряжения до нескольких сотен киловольт), слабой неодно-
родности поля и слабой внешней ионизации (так называемый «ко-
роткий статический пробой»).
В. Статический пробой весьма длинных искровых промежутков
(типа молнии) н промежутков с неоднородным электрическим полем
(также при не слишком сильной внешней ионизации).
С. Импульсный пробой (пробой в результате кратковременно
приложенного к газовому промежутку импульса напряжения) при
импульсе напряжения, намного превышающем постоянное напряже-
ние, необходимое для статического пробоя данного промежутка.
D. Высокочастотный пробой (при частоте колебания напряжения,
сравнимой с частотой соударения частиц газа).
Е. Пробой при интенсивной ионизации промежутка вспомога-
тельным маломощным источником высокого напряжения, создающим
в газе светящийся канал.
Исторически применение электрических импульсных источников
света началось с коротких искровых разрядов в воздухе, в которых
осуществляются пробои видов А и С. В этих пробоях проявляется
большинство физических механизмов, характерных для формирова-
ния плазменного канала. Поэтому краткое обобщение достаточно
прояснившейся к настоящему времени картины таких пробоев долж-
но быть представлено в данной главе прежде всего.
Вопрос о пробоях вида В является более специальным и рас-
сматривается в соответствующих специальных обзорных работах
[Л. 1-1, 1-2]. Его общее рассмотрение затруднено из-за существова-
ния многих характеризующих его факторов (форма и полярность
электродов и т. п.). В настоящей главе этот вопрос затрагивается
лишь в связи с рассмотрением пограничных областей между пробо-
ями видов А, В и С.
Вопрос о пробоях вида D является совершенно изолированным
и здесь не рассматривается, так как ему посвящена обширная само-
стоятельная литература [Л. 1-2—1-3].
Наконец, вопросу о пробоях вида Е, имеющему большое при-
кладное значение для современных импульсных ламп, до сих пор
уделялось недостаточное внимание. Рассмотрение существующего в
настоящее время представления о физическом механизме пробоев
данного вида является также задачей настоящей главы.
1-2. Пробои видов А и С
При высоких давлениях [выше2500 Па (20 мм рт. ст.) ]
переход от несамостоятельного к самостоятельному
газовому разряду всегда сопровождается быстро-проте-
кающим физическим процессом, характеризуемым поня-
тием «электрический пробой». Бурная природа этого
процесса, детальный механизм которого может в разных
условиях существенно меняться, объясняется двумя об-
щими особенностями электрических явлений в газах:
1. Экспоненциальная зависимость эффективности
большинства элементарных ионизирующих процессов
(при малых абсолютных значениях этой эффективности,
характерных для малых длин свободных пробегов) от
энергии частиц или определяющих ее внешних условий
(напряженность электрического поля, температура).
Примерами таких экспоненциальных связей являются
зависимость от напряженности электрического поля ко-
эффициента ударной ионизации атомов электронами а,
аналогичная функция возбуждения атомов, которая вли-
яет на ступенчатую ионизацию, фотоэффекты на катоде
и в объеме газа и т.д. При высоких давлениях и темпе-
ратурах газа благодаря свойственной этим условиям
множественности всевозможных столкновений существу-
ет тенденция установления термодинамического равно-
весия в плазме. Соответствующая зависимость степени
ионизации (характеризующая интенсивность всех про-
цессов ионизации в их совокупности) от температуры
для равновесной плазмы (так называемая формула Са-
ха) также экспоненциальная.
2. Существование в газе многократно циклически
повторяющихся процессов с очень короткой продолжи-
тельностью цикла, которые по аналогии с химическими
и ядерными цепными реакциями могут быть также наз-
ваны цепными. Одним из примеров цепных процессов яв-
ляется ударная ионизация электронами, в ходе которой
с каждым новым ее циклом число участвующих в про-
цессе свободных электронов удваивается и образуется
так называемая электронная лавина. Другой пример мо-
жно усмотреть в развитии термической ионизации толь-
ко что образованного искрового канала, приводящей к
росту плотности тока и увеличению рассеиваемой мощ-
ности и температуры (за продолжительность цикла здесь
можно принять время установления термодинамическо-
го равновесия, т. е. около 10-9 с), которая в свою оче-
редь повышает степень ионизации газа.
Эти две особенности, наряду с многообразием эле-
ментарных процессов обмена энергией между частица-
ми, определяют специфическую трудность изучения про-
боя газа при высоких давлениях как в эксперименталь-
ном, так и в теоретическом отношении.
Сложность экспериментального изучения пробоя в
первую очередь связана со следующими факторами:
1) кратковременностью процесса пробоя. Для реги-
страции его временных характеристик требуются
высокоскоростные осциллографы и фоторегистра-
горы;
2) изменением параметров разряда (например, си-
лы тока, интенсивности излучения) на протяжении про-
боя на много порядков. Приборы для измерения этих па-
раметров должны, следовательно, иметь также очень
Широкий диапазон;
3) высокой критичностью условия наступления про-
боя. Приборы для контроля параметров, определяющих
это условие, должны иметь высокую абсолютную точ-
ность.
Зная, насколько усовершенствовалось лабораторное
оснащение в указанных направлениях за последние го-
ды, нетрудно понять, почему только совсем недавно
(фактически за последние два-три десятилетия) экспе-
риментальная техника позволила проникнуть в явление
пробоя газа при высоких давлениях достаточно глубоко.
Сложность теоретического объяснения явления про-
боя связана с тем, что при названных выше двух общих
особенностях электрических явлений в газах, определя-
ющих бурный характер пробоя и критичность условий
его наступления, фактические значения определяющих
его параметров могли бы, вообще говоря, соответство-
вать целому ряду возможных на первый взгляд конкрет-
ных механизмов увеличения электропроводности. Это
обстоятельство создавало благоприятную почву для по-
строения недостаточно обоснованных умозрительных
теоретических схем механизма пробоя. Такие гипотети-
ческие схемы правдоподобно объясняли переход от не-
проводящего к проводящему состоянию газового проме-
жутка и давали удовлетворительную количественную
оценку зависимости пробивного напряжения от длины
этого промежутка и плотности газа (мало зависящую от
положенного в основу механизма). Однако впоследст-
вии на основании накопления новых экспериментальных
данных эти схемы приходилось отбрасывать или подвер-
гать коренной корректировке.
Авторы названных схем пытались упрощенно свести
весьма сложное явление пробоя чуть ли не на всем его
протяжении к какому-нибудь одному изолированному
механизму, например взаимодействию а- и р-ионизации
(ударной ионизации положительными ионами) или а- и
термоионизации или, наконец, а-ионизации и поля объ-
емного заряда головки и т. п. Схемы можно разде-
лить на две группы, в пределах которых менялся только
доминирующий элементарный процесс, но сохранялась
пространственно-временная картина развертывания про-
боя:
а) Схемы с таунсендовским «раскачиванием иониза-
ции», в которых продукты первичных электронных ла-
вин (создающиеся вследствие а-ионизации главным об-
разом около анода) порождают тем или иным образом
вторичные электроны вблизи катода в результате - или
т]-ионизации (ионизации фотонами) в объеме, а также
у-, б- или е-процессов на катоде (вырывания электронов
с катода соответственно положительными ионами, фото-
нами или возбужденными атомами). Эти электроны яв-
ляются инициаторами вторичных электронных лавин,
создающих в свою очередь третье поколение электронов
у катода, и т. д. В случае активного баланса одного цик-
ла такого раскачивания (образования в среднем более
одного вторичного электрона на одну первичную лави-
ну) процесс приводит к неограниченному возрастанию
тока без сосредоточения разряда в узком канале.
б) Так называемые «стримерные» схемы, в которых
отдельная электронная лавина (созданная одним воз-
никшим в прикатодной области электроном) накаплива-
ет на своем пробеге настолько большой объемный заряд
в головке с диаметром, определяемым диффузией элек-
тронов (около 1 мм при атмосферном давлении в возду-
хе), что местное искажение поля приводит в результате
местной фото- или термоионизации к образованию узко-
го (равного по диаметру самой головке) столба высоко-
ионизированной плазмы («стримера»), быстро прорас-
тающего к аноду и катоду. Прорастание стримера при-
водит к бурному увеличению тока в разрядном контуре
и завершается образованием контрагированного прово-
дящего канала между электродами промежутка.
В период первоначального рассмотрения перечисленных гипотез
казалось, что схемы одной из этих групп полностью исключают при-
менимость схем другой группы. Однако в ходе дальнейшего развития
представлений о пробоях видов А и С упрощенный подход к явлению
постепенно преодолевался и вырабатывалась правильная концепция,
комбинирующая схемы обеих групп. Согласно этой концепции на раз-
личных стадиях и при различных условиях пробоя решающую роль
играют механизмы, свойственные разным теоретическим схемам.
История того, как были раскрыты подробности одного из самых
сложных, многообразных и кратковременных явлений природы — га-
зового пробоя при высоком давлении, дает пример сотрудничества
ученых разных стран и разных поколений, использовавших разнооб-
разнейшие методы исследования и самую тонкую аппаратуру.
Первые шаги в этом направлении были сделаны Педерсеном,
Буравым, Роговским, Флеглером и Таммом, Бимсом, Тереком и др.1,
которые сразу после появления первых электронно-лучевых осцилло-
графов измерили весьма короткие времена формирования пробоя при
перенапряжениях (около 10-8 с), не соответствующие даже одному
1 Подробная библиография этих и упоминаемых далее работ
Приведена в ГЛ.О-1].
циклу раскачивания около 10~7 с). В теоретических работах Рогов-
ского, Леба, а также Гиппеля и Франка было показано, что рост"
ионизации, начавшись с тауисендовского «раскачивания» (из-за вза-
имодействия а- и 0-1, или а- и у-, или, наконец, а- и 6-процессов),
может и а более поздней стадии значительно ускориться под действием
образующегося при этом раскачивании положительного объемного
заряда (расположенного во всей плоскости промежутка в отличие
от сосредоточенного объемного заряда, рассматриваемого «стример-
ными» схемами). Существенную роль в развитии новой концепции
сыграл ряд последующих работ Варнея, Уайта, Леба и Позина, а
также Роговского и его сотрудников, посвященных влиянию на рас-
качивание ионизации плоского объемного заряда. В этих работах
была экспериментально установлена и теоретически объяснена про-
порциональность снижения пробивного напряжения плоского газово-
го промежутка корню квадратному из создаваемого в нем внешним
освещением фототока с катода.
В работах Уайта и Даннингтона, использовавших затвор Керра,
Леба и его сотрудников, наблюдавших коронный разряд, и Флеглера
и Ретера, наблюдавших следы заторможенных импульсных разрядов
в камере Вильсона, а также в сопутствовавших нм теоретических
работах Ретера, Леба и Мика изучались контрагированные каналы
при пробое. В результате было намечено еще одно важнейшее звено
в цепи действующих на различных стадиях процессов — картина раз-
вития тонкого канала высокоионизированиой плазмы, называемого
стримером. Именно эти работы послужили поводом к тому, что мно-
гие авторы на протяжении значительного периода времени вообще
отрицали без достаточных к тому оснований физическую реальность
механизма раскачивания для пробоя при высоких давлениях (по
крайней мере для промежутков длиннее примерно 1 ему.
Осуществленное Маршаком [Л. 1-4] сопоставление имевшихся к
началу 40-х годов экспериментальных материалов, подтверждавших
либо схемы с раскачиванием ионизации, либо стримерные схемы,
а также получение им новых экспериментальных данных о зависи-
мости пробивного напряжения от материала катода и о временах
формирования пробоя при малых перенапряжениях около 10-5 с,
в несколько раз превышающих цикл раскачивания, позволило раз-
вить новую гипотезу о пробое вида А и условии его перехода в про-
бой вида С. В соответствии с этой гипотезой 1 2 пробой вида А начина-
ется таунсендовским раскачиванием (с возможным одновременным
участием одного или нескольких вторичных механизмов, относитель-
ная эффективность которых зависит от конкретных условий), кото-
рое приводит к образованию плоского положительного объемного за-
ряда. Последний повышает напряженность электрического поля Е
в прикатодной области, еще больше улучшая активный баланс рас-
качивания (благодаря положительному значению второй производ-
ной а по Е для пробоев при давлениях, близких к атмосферному,
§a(E)dx растет с увеличением неоднородности £). В конце концов,
1 Изучение процесса ударной ионизации положительными иона-
ми и распределения нонов по энергиям при пробивных напряженно-
стях электрического поля показало, что этот механизм весьма мало
эффективен при высоких давлениях.
2 В незавершенном виде эта гипотеза намечалась в работах Гип-
пеля и Франка [Л.1-5] и Ретера [Л.1-6].
число электронов в головке отдельнои электронной лавины настолько
возрастает, что создаются условия для перерождения одной из них в
контрагированный канал стримера, который замыкает промежуток
между электродами. Рост перенапряжения на промежутке при им-
пульсном пробое с малым превышением статического пробивного
напряжения приводит к более быстрому переходу раскачивания в
стример, а при определенном перенапряжении, тем меньшем, чем
длинее промежуток, — в стример превращается первая же лавина
(пробой вида С). Для сухого воздуха при длине промежутка 1 см
перенапряжение, необходимое для перехода пробоя с раскачиванием
в чисто стримерный пробой, составляет около 10%. а длина проме-
жутка, при котором ничтожное перенапряжение должно приводить
сразу к стримерному пробою (ннжняя граница длинных пробоев ви-
да В) оценивается для воздуха при атмосферном давлении 5—10 см.
Гипотеза эта нашла подтверждение в большом числе экспери-
ментальных работ, в ходе которых исследовались1:
а. Время формирования пробоя — работы Генгера, Фишера, Бе-
дерсона, Качикаса и Лессина, Моргана, Эйкеда, Бруса и Тедфорда,
Ретнера, Фельдта, Зоста, Дене, Кёрманна и Ленне [Л.1-7], Деке
[Л.1-8], Эфендиева и др. [JI.1-9—1-14];
б. Ток в близком к пробою стационарном несамостоятельном
разряде — работы Льюэллина-Джонса, Паркера, Кромптона, Хэйде-
на и Даттона и др. [Л.1-15, 1-16], Уилкса, Хопвуда и Пикока, Фи-
шера, Де-Битетто и Розе.
в. Влияние на пробивное напряжение материала катода — рабо-
ты Трампа, Клауда, Манна и Хансона, Шредера, Даттона, Хэйдона
и Льюэллина-Джонса, Де-Битетто и Фишера, а также названных
выше авторов [Л.1-13, 1-14].
г. Изменение тока и напряжения на ранних стадиях пробоя —
работы Банделя, Коджима и Като, Ретнера, Шмидт, Фогеля, Фромм-
гольда, Клюкова, Шлумбома, Мильке, Дене, Кёрманна, Ленне [Л.1-7],
Пф.ауе [Л.1-17], Толля [Л.1-18], Рихтера [Л.1-19], Мюллера
[Л. 1-20] и Эфендиева [Л. 1-21].
д. Свечение на ранних стадиях пробоя — работы Фишера, Качи-
каса, Лессина н Де-Битетто, Ретнера, Леглера, Дибберна, Шредера,
Толля [Л.1-18, 1-22, 1-23], Дривера [Л.1-24], Рэтьена [Л.1-25],
Тайха [Л.1-26], Гоффмана [Л.1-27], Вагнера [Л.1-28—1-32], Сакса
и Чиппендейла, Леба и Хадсона, Срока [Л.1-33] и Зулеебка и Рау
[Л.1-34].
е. Непосредственное наблюдение за развитием электронных ла-
вин и канала разряда с помощью камеры Вильсона, высокоскорост-
ной фотографии н электронно-оптических преобразователей — упомя-
нутые выше работы Ретера и других авторов [Л.1-8, 1-22, 1-28, 1-32],
а также Аллена и Филипса, Дорана, Местля и Тимма, Кавенора,
Кекежа, Барро и Крэггса, Чалмерса и Дуффи, Рейнгхауза [Л.1-35—
1-42].
В последние годы соответствующее представление о пробое вида
А и его переходе в пробой вида С подробно развито в теоретических
работах и обзорах Леба, Фишера, Бедерсона и Качикаса, Ретера,
Кёрманна, Леглера и Клюкова, Мика и Крэггса, Маршака, Льюэл-
лина-Джонса, Сакса, Дэвидсона, Дэвиса и Вика, Миоши, Даусона и
1 Недостающая библиография приведена в [Л.0-1], ниже приво-
дятся только новейшие работы — см. предисловие.
Вййна, Дэвиса й Эванса, Уорда, Клайна и Сиамбиса, Оппенгеймера,
Мичеля и Нассера, а также Лозанского, Кириленко и Матюшиных.
[Л.1-1, 1-2, 1-43—1-54].
В этих работах обобщаются экспериментальные данные, которые
подтверждают н позволяют сформулировать в наиболее четком рнде
изложенную ниже современную концепцию пробоев вида А и С. При
этом показывается, что теоретические схемы, объясняющие возник-
новение статического пробоя^,—переход к самостоятельному разря-
ду— раскачиванием ионизации, находятся в полном согласии со всем
накопленным экспериментальным материалом для воздуха и боль-
шинства других газов при расстояниях между электродами до не-
скольких сантиметров (при атмосферном давлении). Напротив, чисто
стримерные теоретические схемы первоначального развития пробоя
при малых превышениях статического пробивного напряжения, не
слишком длинных промежутках, слабой неоднородности поля и сла-
бой внешней ионизации находятся в противоречии со многими экспе-
риментальными данными и должны быть отвергнуты (исключение
составляют пары органических веществ, а также при особом выборе
катода кислород, для которых особенно мал коэффициент вторичной
ионизации б); в воздухе такой статический пробой наблюдается при
расстоянии между электродами более 2 см в условиях весьма интен-
сивной мгновенной ионизации газа а-частицами, создающими около
104 электронов за несколько наносекунд [Л.1-17].
Механизмы вторичной ионизации, обеспечивающие расширенное
воспроизведение электронных лавин в процессе раскачивания
(до значительного увеличения тока, приводящего к искажению поля
объемным зарядом), зависят от конкретных условий пробоя. Важ-
нейшую роль среди этих механизмов играет фотоэффект на катоде,
вызванный излучением атомов, которые возбуждаются в ходе разви-
тия лавин [б-процесс]. Это подтверждается:
а) соответствующими значениями времени формирования пробоя
при малых перенапряжениях;
б) результатами осциллографирования цепочек лавин и нараста-
ния тока на ранних стадиях пробоя;
в) ростом интенсивности диффузного свечения в ходе прораста-
ния стримера и данными об ионизирующем газ излучении разряда
[Л. 1-26, 1-33, 1-55, 1-56].
Этот процесс вторичной ионизации в большинстве случаев не
является единственным (особенно при весьма малых перенапряжени-
ях, при которых время формирования пробоя достигает сотен микро-
секунд), а дополняется также процессом вырывания электронов
при бомбардировке катода положительными ионами (у-процесс) и
возможно другими процессами [Л. 1-57, 1-58].
Механизм раскачивания ионизации действует при на-
званных выше условиях только на первой стадии про-
боя. С его помощью в газовом промежутке создается
значительный плоский объемный заряд, приводящий к
сосредоточению поля в прикатодной области. Одновре-
менно на короткий период времени устанавливается диф-
фузный разряд, близкий по своей природе к аномаль-
ному тлеющему разряду. После этого в примыкающей к
катоду зоне повышенной напряженности электрического
поля наступает вторая стадия проОоя, в которой доми-
нирующим является стримерный механизм. В этом ме-
ханизме основную роль играет сосредоточенный («точеч-
ный») объемный заряд, который образуется в головке
одной из статистически наиболее благоприятно раз-
вивающихся электронных лавин. Заряд этот создает на-
столько большое местное искажение поля, что становит-
ся возможным фазный (на порядок более быстрый, чем
движение лавины) перенос фронта повышенной иониза-
ции вдоль промежутка в сторону анода и катода. Тонкий
канал газа, остающийся за этим фронтом, заполняется
нейтральной высокоионизированной плазмой. Последняя
обеспечивает прохождение весьма большого элек-
трического тока после того, как канал замыкает проме-
жуток между катодом и анодом и создает приэлектрод-
ные области разряда, близкие по своей природе к соот-
ветствующим областям дуги.
Конкретная природа фазного переноса фронта повышенной иони-
зации в поле сосредоточенного объемного заряда головки остается
не вполне выясненной. Этот перенос может вызываться: а) термиче-
ской ионизацией газа (При которой действуют различные элементар-
ные процессы ионизации атомов); б) фотоионизацией атомов, нахо-
дящихся на некотором расстоянии впереди головки, в результате ко-
торой повышенная а-ионизация создает на коротком пути дочернюю
электронную лавину с зарядом в головке, равным заряду в головке
лавины-матери; в) ускоренным движением электронов после выры-
вания их из атомов, пока они не приобрели кинетической энергии,
соответствующей электронной температуре, г) ударной ионизацией
возбужденных атомов, находящихся перед головкой лавины.
Увеличение перенапряжения при импульсном пробое
создает условия для начала второй стадии пробоя —
развития стримера при меньшем сосредоточении поля у
катода и, следовательно, меньшем плоском объемном
заряде, образующемся в результате раскачивания иони-
зации. Это приводит к сокращению времени формирова-
ния пробоя, ускоренному возрастанию тока на ранней
стадии разряда, а также перемещению области зарожде-
ния стримера в сторону анода. При некотором перена-
пряжении А(7, уменьшающемся с увеличением длины
промежутка I (рис. 1-1), образование стримера стано-
вится возможным без сосредоточения поля в прикатод-
ной области под действием плоского объемного заряда.
В этом случае пробой может начаться непосредственно
со второй стадии — развития стримера, как это предпо-
лагалось стримерными теоретическими схемами. Пере-
ход к пробою, начинающемуся непосредственно со вто-
рой стадии, характеризуется рядом признаков, среди ко-
торых могут быть названы следующие: а) время форми-
рования пробоя становится приблизительно равным вре-
мени пролета промежутка одной электронной лавиной;
б) на графике зависимости времени формирования от
перенапряжения отмечается излом, связанный с перехо-
дом к новому механизму формирования; в) область за-
рождения стримера ввиду отсутствия предварительного
Рис. 1-1. Граница перенапряже-
ний KU1US для искровых про-
межутков различных длин I,
выше которой пробой развива-
ется в соответствии со стример-
ным механизмом, а ниже — с
механизмом «раскачивания»
(воздух).
Кривая — из [Л.1-4]. I—область
разброса экспериментальных точек
из [Л.1'59}. Вверху — схематическое
изображение границ между пробоя-
ми видов А, В и С.
искажения поля плоским объемным зарядом перемеща-
ется к самому аноду; г) осциллограммы разности потен-
циалов между электродами искрового промежутка пере-
стают показывать ступеньку, соответствующую фазе
диффузного («тлеющего») разряда.
В последнее время [Л.1-8, 1-24, 1-36, 1-44] был выявлен еще
один механизм, действие которого в некоторых случаях не позволяет
отождествлять проявление признаков а и б с переходом от пробоя
с таунсендовским раскачиванием к стримерному пробою. Речь идет
о механизме прилипания электронов к электроотрицательным атомам,
например кислорода. При сравнительно низких напряженностях
электрического поля, соответствующих статическому пробою плоских
промежутков длиннее 6 см (воздух, атмосферное давление), такое
прилипание приводит к замедленному на 2 порядка уходу отрица-
тельных зарядов из лавины в анод. Соответственно высокая кон-
центрация объемного заряда положительных ионов, способная выз-
вать развитие стримера к катоду, достигается не за время пролета
промежутка электронами, а за время, на 2 порядка большее, хотя по
существу имеет место однолавинный стримерный пробой без раска-
чивания (так называемый модифицированный стримерный механизм).
При увеличении перенапряжения прилипание электронов существен-
но ослабляется. Определенное перенапряжение приводит к скачкооб-
разному уменьшению времени формирования пробоя до значений,
соответствующих времени пролета электронов. Это соответствует
переходу от модифицированного к обычному стримерному пробою.
Напряжение, при котором развитие пробоя начинает-
ся непосредственно со стримера, является пробивным
напряжением с точки зрения чисто стримерных теорети-
ческих схем. Оно должно соответствовать всем законо-
мерностям, которые вытекают из этих схем и в том числе
характерному для стримерного механизма весьма боль-
шому (около 1 кВ) разбросу измеренных значений про-
бивного напряжения. В соответствии с этим граница пе-
ренапряжений, при переходе через которую исчезает
стадия раскачивания ионизации, не должна быть резкой,
а должна занимать статистическую область с полуши-
риной около 0,5 кВ. Это как раз соответствует области
изменения перенапряжений, в пределах которой осцил-
лограммы разности потенциалов между электродами ис-
крового промежутка иногда имеют ступеньку тлеющего
разряда, а иногда ее не имеют [Л. 1-59]. Проявлением
статистической природы пробоя, начинающегося непо-
средственно со стримера, является неопределенность по-
ложения области зарождения стримера при больших пе-
ренапряжениях.
Импульсный пробой в однородном поле не слишком
больших промежутков при небольшом перенапряжении,
при котором разряд начинается с раскачивания иониза-
ции, качественно аналогичен статическому пробою таких
же промежутков. Импульсные пробои таких промежут-
ков при большом перенапряжении, при которых разряд
непосредственно начинается с формирования стримера,
качественно отличаются от пробоев вида А и составляют
отдельный вид С.
Граница между пробоями видов А и С (рис. 1-1) яв-
ляется, таким образом, довольно широкой зоной, в пре-
делах которой в отдельных случаях пробой начинается
с раскачивания ионизации, а в других — непосредствен-
но с формирования стримера.
При увеличении длины промежутка граница перена-
пряжений, разделяющая пробои видов А и С, снижается.
Для сухого воздуха при атмосферном давлении перена-
пряжения, соответствующие переходу от пробоев вида А
к пробоям вида С, становятся практически равными со-
ответствующему статистическому разбросу при длине
промежутка, приблизительно равной 6 см. Начиная с
этой длины промежутков даже статический пробой мо-
>кет начаться непосредственно формированием стриме-
ра- Так же начинается статический пробой в сильно не-
однородных электрических полях. Поэтому статические
пробои длинных промежутков (длиннее примерно 6 см
для сухого воздуха) в однородном поле и пробои в силь-
но неоднородных полях могут быть отнесены по характе-
ру их механизма к единому виду В. Граница между про-
боями видов А и В является также довольно размытой —
ширина ее определяется статистическим разбросом в ра-
звитии электронных лавин.
Увеличение влажности воздуха или специальная обработка като-
да, снижающая коэффициент вторичной ионизации, могут привести
к уменьшению длины промежутка, при которой начинается область
пробоев вида В, а также к снижению относительного значения пере-
напряжения (с одновременным повышением абсолютного значения
пробивного напряжения), при котором начинается область пробоев
вида С.
1-3. Пробой вида Е
Описанные выше процессы характеризуют формиро-
вание сильноточного газового разряда в импульсных ис-
точниках света, основанных на использовании соединен-
ного с накопительным конденсатором (непосредственно
или через какой-то ключ) двухэлектродного газового
промежутка вроде искровых разрядников, применявших-
ся для освещения в ранней стадии развития скоростной
фотографии. Значительно большее распространение по-
лучили, однако, управляемые, чаще всего трехэлектрод-
ные (в некоторых случаях многоэлектродные), импульс-
ные лампы, в которых сильноточный разряд между ос-
новнымц токоведущими электродами формируется при
посредстве тонкого вспомогательного плазменного кана-
ла, созданного импульсом высокого напряжения на уп-
равляющем электроде (иногда на одном из основных
электродов, отделенном от накопительного конденсато-
ра индуктивностью) от вспомогательного маломощного
источника (обычно — импульсного трансформатора).
Вспомогательный плазменный канал возникает при
включении импульсной лампы в схемах, подобных приве-
денным на рис. 1-2. Замыкание коммутирующего устрой-
ства /С создает на управляющем электроде импульс вы-
сокого напряжения, пробивающий промежуток между
основными электродами посредством механизма одного
из охарактеризованных выше пробоев видов А—D. Если
лампа представляет собой стеклянную трубку большой
длины и относительно малого диаметра, часть вспомога-
тельного канала ооычно проходитпо внутренней поверх-
ности трубки, так что вспомогательный пробой в целом
может быть охарактеризован -эквивалентной схемой,
представленной на рис. 1-3 и внешне напоминающей схе-
му на рис 1-2,6. Благодаря включению участка поверх-
Рис. 1-2. Примеры схем включения приборов, использующих пробой
вида Е.
а, е — схемы с внешним электродом зажигания; б — схема с одним или не-
сколькими внутренними электродами зажигания; в—д — схемы без вспомога-
тельного электрода; ИЛ — газоразрядный прибор; С —источник питания силь-
ноточного разряда (конденсатор, сеть); ИТр — импульсный трансформатор;
— конденсатор питания импульсного трансформатора (заряжаемый от С
или от отдельного источника); К—коммутирующий элемент (синхронный кон-
такт, тиратрон, вспомогательный разрядник и т. п.); Др — индуктивность
(дроссель); Cj(Cj>C) и Р — разделительные конденсатор и разрядник, /?ь Rs—
резисторы.
костного пробоя, основанного на механизме взаимодей-
ствия со статическими зарядами на стенках [Л. 1-60—
1-64], существенно снижается напряжение вспомогатель-
ного импульса, требуемое для перекрытия большого рас-
стояния между основными электродами (см., например,
зависимости на рис. 1-4).
Однако ввиду малой мощности и кратковременности
импульса высокого напряжения вспомогательный про-
бой сам по себе не приводит газовый промежуток им-
пульсной лампы в состояние высокой проводимости, так
как при малом напряжении источника он не вызывает
существенного тока. Если под понятием «пробой» подра-
Рис. 1-3. Эквивалентная схема вспомогательного пробоя в трубча-
той лампе [Л. 1-60].
ИТр — импульсный трансформатор; Т — трубка; К — катод; А — аиод; 33 —
внешний электрод зажигания: Р^, Ра— газовые промежутки между основны-
ми электродами и стеклом; Pt, Р2... — промежутки на поверхности стекла;
СдМО пФ — емкости между основными электродами и стеклом; С®, ....
... C^eslOO пФ — эквивалентные емкости поверхностных промежутков.
зумевать переход газового промежутка из состояния
весьма низкой в состояние весьма высокой проводимости,
Рис. 1-4. Зависимость
пробивных напряжений
от длины газового (/)
и поверхностного (2)
промежутков [Л. 1-60].
то этим понятием должно ох-
ватываться и формирование в
импульсной лампе основного
разряда. Постепенное повыше-
ние напряжения на источнике,
в ходе которого время от вре-
мени производятся повторные
вспомогательные пробои, при-
водит в конце концов к тому,
что один из вспомогательных
пробоев переходит в основной
пробой с бурным возрастани-
ем тока в цепи, питаемой от
источника. Именно этот основ-
ной пробой и является про-
боем вида Е. Минимальное
напряжение U3 на источнике, при котором может про-
изойти основной пробой (так называемое напряжение
зажигания газоразрядного прибора), является анало-
гом пробивного напряжения при статических пробоях,
о которых говорилось в предыдущем параграфе. Это
напряжение может лежать значительно ниже напряже-
ния обычного статического пробоя того же газового
промежутка в отсутствие вспомогательного высоковольт-
ного импульса (так называемого напряжения самопро-
боя лампы f/сам)-
Выработанное представление об условии наступле-
ния пробоя вида Е [Л. 1-65] базировалось на учете сле-
дующих особенностей такого пробоя, известных из раз-
работок и эксплуатации основанных на нем импульсных
лдмп: а) определенность напряжения зажигания; б) зна-
чительно более низкое значение U3 для приборов, напол-
ненных инертными газами, по сравнению с приборами,
наполненными молекулярными газами; в) резкое возра-
стание U3 при добавлении к инертному газу небольших
примесей молекулярного, газа; г) снижение U3 при
уменьшении давления газа и расстояния между электро-
дами и увеличении мощности зажигающего импульса;
д) уменьшение разности между напряжением зажигания
разряда U3 и напряжением его погасания 6/п при умень-
шении внутреннего диаметра разрядной трубки (если
диаметр трубки приближается к диаметру канала вспо-
могательного разряда, определяемого стримерным ме-
ханизмом, эта разность стремится к нулю).
Картина погасания разряда, питаемого от конденса-
тора, может быть намечена на основе представления о
балансе энергии в сформированном импульсном раз-
ряде, ограниченном стенками разрядной трубки. В ходе
разряда, по мере снижения напряженности электричес-
кого поля Е вследствие падения напряжения на конден-
саторе, относительная доля потерь на стенках в общем
балансе энергии возрастает, приближаясь к 100%. При
низких напряженностях электрического поля подводи-
мая к каналу разряда мощность быстро снижается из-за
Характерного резкого роста удельного сопротивления
плазмы и при каком-то значении Е перестает компенси-
ровать потери энергии на стенках, вследствие чего про-
исходит резкое выключение тока (охлаждение канала
приводит к увеличению его сопротивления, а последнее
к Дальнейшему уменьшению его мощности и еще боль-
шему охлаждению и т. д. . Так как относительная по-
теря энергии на стенках увеличивается с уменьшением
диаметра канала, напряжение погасания разряда в уз-
ких трубках выше, чем в широких.
Сближение UB и <7П для особенно тонких трубок поз-
воляет предполагать, что пробой вида Е является про-
цессом, обратным процессу погасания импульсного раз-
ряда. Созданный при вспомогательном пробое канал
плазмы между основными электродами газового проме-
жутка может либо быстро деионизироваться, если мощ7
ность разряда, вызываемого основным источником на-
пряжения, недостаточна для покрытия энергетических
потерь (случай отрицательного баланса мощности), ли-
бо начать расширяться,, если эта мощность превышает
потери (случай положительного баланса). Расширение
канала приводит к еще большему превышению подво-
димой мощности (пропорциональной квадрату диамет-
ра) над мощностью потерь (пропорциональной диамет-
ру в первой степени). Таким образом, переход от отри-
цательного к положительному балансу мощности
является критичным и ведет к бурному возрастанию то-
ка, характерному для всех видов пробоя при высоких
давлениях. Условие осуществления положительного ба-
ланса мощности может быть отождествлено с условием
наступления пробоя вида Е.
Это представление согласуется с отмеченными выше
особенностями пробоя данного вида. В самом деле, оп-
ределенность значения U3 вытекает из определенности
баланса мощности в заданном канале плазмы вспомо-
гательного пробоя и критичности условия наступления
пробоя. Малое сечение рассеяния электронов атомами
инертных газов (эффект Рамзауера) объясняет более низ-
кую напряженность электрического поля, необходимую
для обеспечения положительного баланса мощности в
инертных газах по сравнению с молекулярными, и соот-
ветственно меньшие значения Us в инертных газах. Уве-
личение мощности вспомогательного импульса приводит
к увеличению проводимости и диаметра первоначально-
го канала плазмы, благодаря чему положительный ба-
ланс мощности может в нем установиться при понижен-
ной напряженности электрического поля.
Определяющее U3 равенство вводимой и рассеивае-
мой мощностей для канала вспомогательного разряда
может быть выражено следующим уравнением (прене-
брегаем суммой приэлектродных падении напряжения
иак, а также неоднородностью вспомогательного канала
по длине, связанной с существованием его участков,
скользящих по поверхности трубки, и участков, окру-
женных газом, что, конечно, не вполне оправдано
[Л. 1-60]:
nr^J =2пгР, (1-1)
где г и I — радиус и длина канала вспомогательного раз-
ряда; J — плотность тока в канале под действием U3,
Р—мощность, рассеиваемая через 1 см2 поверхности ка-
нала.
Основываясь на пропорциональности J степени иони-
зации х, числу атомов в 1 см3 (включая и ионизован-
ные) п, средней длине свободного пробега электронов Ке,
а также напряженности электрического поля U3/l и счи-
тая, что Xe=l/n[x9i+(l—х)<7о], где qt и q0 — эффектив-
ные сечения рассеяния электронов ионом и атомом,
можно получить:
г г2 г Т г 1/1 \ Л /1 OY
U3 =----------lxqt + (1 — х) q0], (1-2)
rx
где А — численный коэффициент; Т—температура ка-
нала.
Упрощенное представление о механизме потерь энер-
гии каналом первоначального разряда позволяет полу-
чить зависимости U3 от давления газа р0 и длины кана-
ла I, а также от доли 0 содержания примеси молеку-
лярного газа с эффективным сечением рассеяния элект-
ронов атомами q'o [Л. 1-65]:
U3 = const IVр0 ; (1 -3)’
,1 — х
2 ~1 +--------6 = 1 + К0’ (1 -4)
<7i+<7o
пде U3 и U'3 — напряжения зажигания в чистом и загряз-
ненном газах; К — коэффициент, определяемый эффек-
гивными сечениями нейтральных атомов инертного газа
и примеси, а также величинами qi и х, зависящими от
температуры первоначального канала, т. е. от мощности
зажигающего импульса.
Особый интерес представляет случай, когда степень
ионизации х настолько мала, что можно пренебречь xq-i
по сравнению с q0. В этом случае
Рис. 1-5. Зависимость квад-
рата напряжения зажига-
ния от содержания азота в
ксеноне.
Рис. 1-6. Зависимость углового
коэффициента К от напряже-
ния Ui.
1 — неон + водород; 3 — аргон +
+ водород; Б — ксенон + водород;
2 , 4t 6 — те же инертные газы с
азотом.
Проверка уравнений (1-3) — (1-5) была произведена в [Л.1-66,
1-67], в которых исследовались напряжения зажигания трубчатых
импульсных ламп с внешним зажигающим электродом (см. схему
рис. 1-2, а). Лампы наполнялись ксеноном, аргоном и неоном, к ко-
торым добавлялись различные небольшие количества примесей азота,
водорода и кислорода. На рис. 1-5 приведен пример зависимости
(t/g/t/a)2 от 0. При малых 0 экспериментальные точки в соответствии
с (1-4) хорошоложатся на прямую линию. На рис. 1-6 приведены
зависимости К от первичного напряжения зажигающего импульсного
трансформатора Ui для шести комбинаций инертных и молекулярных
газов. Масштаб ординат у графиков для водорода (пунктирные ли-
нии) в 6 раз мельче, чем у графиков для азота (сплошные линии).
Графики для различных инертных газов выполнены в одном масш-
табе. Удовлетворительное сходство пунктирных линий со сплошными
свидетельствует об экспериментальном подтверждении уравнения
(1-5).
Зависимости напряжений зажигания U3 и погасания Un разряда
в трубчатых (капиллярных) импульсных лампах от давления газа
р0, длины I и внутреннего диаметра капилляра, а также от мощ-
ности зажигающего импульса представлены на рис. 1-7—1-10
[Л.1-67]. Эти графики согласуются с (1-3). Напряжение погасания
разряда оказывается также линейно возрастающим с I иР^р0. Угол
Рис. 1-7. Зависимости напряжений зажигания U3 (сплошные линии)
и погасания Un (пунктир) от давления ксенона р0 (отложено по оси
абсцисс в степени */2) в лампах с длиной капилляра 1—70 мм и его
внутренним диаметром «/,=0,3 (треугольники), 0,5 (квадраты)
и 1 мм (кружки). Зачернены экспериментальные точки, получен-
ные при напряжении t/j на первичной обмотке зажигающего им-
пульсного трансформатора, равном 1200 В, перечеркнуты — точки,
полученные при t/i=800 В, не зачернены — точки, полученные при
1Л=400 В (для двух первых значений Ui— единый график 't/3).
наклона прямых U3=f(l) и Un=f(l) возрастает с увеличением дав-
ления газа и уменьшением внутреннего диаметра трубки. По-види-
мому, угол наклона прямых 773=f(Z) несколько увеличивается с уве-
личением мощности поджигающего импульса до тех пор, пока соот-
ветствующая прямая не начинает проходить Почти через начало
координат (дальнейшее увеличение мощности зажигающего импуль-
са практически не снижает напряжения зажигания).
Увеличение мощности зажигающего импульса до значения,
соответствующего t/i=800 В, заметно снижает /73, а дальнейший
рост (7i влияет на напряжение зажигания весьма слабо (на рис. 1-7—
общий график для l/i=800 и 1200 В).
Рис. 1-8. Зависимости Us
(сплошные линии) и Un (пунк-
тир) от внутреннего диаметра
разрядной трубки (/=70 мм)
при различных давлениях ксе-
нона, МПа (указаны на рисун-
ке). /71=1200 В.
Рис. 1-9. Зависимости U3 (сплош-
ные линии) и 1/п (пунктир) от
длины капилляров с «/,=0,5 мм
при различных давлениях ксенона.
Зачернены — экспериментальные
точки, полученные при ‘Ui—
= 1200 В, не зачернены — при
t/i=400 В.
Диаметр 'капилляра слабо влияет на напряжение зажигания
[на рис. 1-7 ход 1/3=[(ро) для всех диаметров изображен общим
графиком] и значительно сильнее — иа напряжение погасания разря-
да. При снижении диаметра ниже примерно 0,2 мм U3 и 1/п стремят-
ся к общему пределу *.
1 Значительное напряжение погасания для узких капилляров де-
лает существенной поправку на неизрасходованную энергию С 1^1%
по отношению к энергии Ct/g/2, накопленной в питающем конденса-
торе перед вспышкой.
Помимо названных закономерностей отмечается, что значений
1[/3 и Un имеют довольно большой разброс от лампы к лампе (10—
15%) 11 малый — для одной лампы от измерсния к измерению (1—
|2%). Значение U3 почти не зависит от формы внешнего зажигающего
(электрода и его расположения относительно разрядной трубки (при
удалении зажигающего электрода на расстояние до 3 мм от внешней
поверхности трубки L/„ практически не меняется; удаление его на
Рис. 1-10. Зависимости UB (сплошные линии) и <7П (пунктир) от
длины капилляров с й<=0,3, 0,5 и 1 мм; Ui~ 1200 В, давление ксе-
нона 0,04 и 0,123 МПа (300 и 920 мм рт. ст.).
8—-10 мм приводит к росту 1/э примерно иа 30%). В [Л.1-68] отме-
чается, что при перемещении вдоль трубки кольцевого зажигающего
электрода Ua имеет минимум, когда зажигающий электрод находит-
ся вблизи анода.
Представляют практический интерес сравнительные эксперимен-
тальные данные [Л. 1-67] о значениях напряжения зажигания для
пробоя вида Е и напряжения неуправляемого пробоя газовых про-
межутков таких же ламп без подачи на них поджигающего импуль-
са. Ввиду большого разброса этих значений введено понятие о двух
нижних границах разброса:
а. Нижняя граница значений напряжения, при которых неуправ-
ляемое зажигание разряда происходит в отдельных случаях. Эту
величину называют «напряжением самопробоя» Uccm-
Рис. 1-11. Зависимость
t/сам (сплошные линии)
и t/CT (пунктир) от дав-
ления ксенона. Зачернен,
ные точки — с з ажигаю-
щим электродом, неза-
черненные — без него.
Внутренний диаметр раз-
рядной трубки di =
=0,5 мм, ее длина /=
= 20 мм.
Рис. 1-12. Зависимости 1/сам
и L/ст от внутреннего диа-
метра разрядной трубки dt.
Обозначения те же, что и на
рис. 1-11; 1=70 мм, давле-
ние ксенона ро=О,О8 МПа.
О W 8В мм
РИС. 1-13. ЗаВИСИМОСТИ t/сам
и t/ст от длины капилляра.
Обозначения те же, что и на
рис. 1-11; <1«=0,5, ро=
. =0,08 МПа.
б. Нижняя граница значений напряжения, при весьма медленном
достижении которого в отсутствие каких-либо внешних электрических
импульсов происходит надежное (например, в 90% случаев) зажи-
гание разряда во всех образцах ламп одного типа. Эту величину
называют «напряжением статического пробоя» t/ст.
При измерениях этих величин [Л.1-67] было замечено, что на-
личие вблизи от контура «лампа — конденсатор» быстропеременных
электрических полей (даже слабых, например, от искрения контак-
тов) резко снижает 1/сам и 1/ст. Зависимости UcaM и.17ст от давления
газа, внутреннего диаметра разрядной трубки и ее длины показаны
на рис. 1-11—1-13. Как видно из этих рисунков, измеренные значения
Йсам и t/ст имеют большой разброс, особенно увеличивающийся в
тех случаях, когда с лампы снят зажигающий электрод. Ввиду боль-
шого разброса графики на этих рисунках можно провести только
ориентировочно, намечая ход возможных минимальных значений L/сам
и максимальных 1/ст. Собранный экспериментальный материал пока-
зывает, что напряжение самопробоя l/сам (при наличии электрода
зажигания) в 5—15 раз превышает напряжение зажигания при наи-
менее мощном из применявшихся зажигающем импульсе (напряжение
на первичной обмотке импульсного трансформатора l/i=400 В).
Без электрода зажигания 1/Сам увеличивается еще в 1,5—2 раза.
Напряжение самопробоя приблизительно линейно возрастает с дли-
ной разрядной трубки и давлением газа и падает с увеличением
внутреннего диаметра трубки. Напряжение статического пробоя
превышает напряжение самопробоя примерно в 2 раза и изменяется
с конструктивными данными ламп примерно по тем же законам. По
данным [Л. 1-69] примесь молекулярных газов (3% азота или кисло-
рода) увеличивает l/сам в 1,5 раза.
Глава вторая
СИЛЬНОТОЧНЫЙ ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД
С РАСШИРЯЮЩИМСЯ КАНАЛОМ
2-1. Первичное нарастание тока
до расширения канала
В гл. 1 отмечалось, что после пробоя (зажигания)
наступает бурное нарастание тока в газовом промежут-
ке. В настоящей главе рассматривается процесс этого
нарастания на всем протяжении.
В начальной стадии разряда до образования стриме-
ра, за редкими и не очень существенными исключения-
ми, распределение всех физических величин одномерно
и пространственное перемещение атомов и ионов почти
отсутствует (перемещаются главным образом электроны
и фотоны). Процесс обычно не зависит от параметров
питающего разряд контура (за исключением напряже-
ния питания), а явления в приэлектродных областях
имеют тот же характер, что и при стационарном неса-
мостоятельном разряде, представляя собой сочетания от-
дельных, поддающихся обособленному изучению элемен-
тарных взаимодействий.
Благодаря этим обстоятельствам в теории возни-
кновения разряда принципиально возможно провести с
разумными упрощениями математический расчет изме-
нения во времени всех физических параметров [Л.1-48—•
1-54]. В ходе дальнейшего развития разряда явления
значительно усложняются и начинают характеризоваться
множеством быстро меняющихся во времени взаимно
связанных характеристик, как-то: радиальное распреде-
ление физических величин в контрагированном канале
разряда (температура, плотность газа, степень его иони-
зации и т. д.), расход энергии в окружающее простран-
ство (излучение, газодинамические процессы), плотность
и сила тока, а также продольная напряженность элект-
рического поля, приэлектродные падения напряжения
и т. д.
Как известно, даже в случае стационарной дуги ма-
тематический расчет всех характеризующих ее величин
возможен не'в общем виде, а только для частных слу-
чаев разряда. Тем более сложным представляется рас-
смотрение в общем виде всех физических величин для
переходной сильноточной стадии импульсного (искрово-
го) разряда, характеризуемого значительно большим
числом более сложно связанных между собой быстро ме-
няющихся параметров.
В связи с этим изучение этой стадии пошло в первую
очередь по пути экспериментально-феноменологического
обследования временного хода отдельных величин.
Важнейшими объектами такого обследования явились:
а) электрические параметры разряда — напряжение
на газовом промежутке, сила и плотность тока в разря-
де, сопротивление (или проводимость) разрядного ка-
нала;
б) расширение канала разряда и сопутствующие ему
газодинамические процессы;
в) характеристики излучения разряда — сила света,
яркость, спектральный состав;
г) процессы около электродов.
Основные данные об электрических параметрах раз-
ряда получены в работах Роговского и его сотрудников,
а также Кюна, Розе, Дене, Кёрманна и Ленне, Эффендие-
ва [Л.1-7, 1-91], определивших быстроту «провала» на-
пряжения на газовом промежутке, Лапорта, Мерфи и
Эджертона, Абрамсона и Маршака, Вульфсона, обнару-
живших существование конечного сопротивления им-
пульсного разряда с каналом, ограниченным стенками
разрядной трубки,, и установивших наличие предельной
плотности тока в ограниченном и неограниченном кана-
ле разряда, а также в ряде позднейших работ, более де-
тально изучивших картину изменения всех электричес-
ких характеристик (включая мощность и сопротивление
разряда) со временем при различных параметрах газо-
вого промежутка и питающего контура.
Расширение канала разряда исследовалось в работах
Мандельштама, Абрамсона, Гегечкори, Драбкиной, Бра-
гинского и др., установивших аналогию этого расшире-
ния с гидродинамическим процессом типа взрыва, в хо-
де которого происходит кратковременное выделение в
узком канале плазмы огромной энергии, увеличение объ-
ема нагретого газа и распространение ударной волны.
Характеристики излучения разряда получены в ра-
ботах Лапорта, Эджертона, Богданова, Вульфсона,
Маршака и ряда других авторов, исследовавших глав-
ным образом излучение разряда, ограниченного разряд-
ной трубкой, а также Вульфсона, Чарной, Либина, Ва-
нюкова, Мака, Андреева и др., исследовавших в основном
излучение неограниченного разряда и показавших суще-
ствование предела его яркости. Многие спектральные и
временные характеристики ограниченного и неограничен-
ного разряда получены также в работах Мандельштама,
Глазера, Фишера, Фрюнгеля, Крэггса, Мика и ряда дру-
гих авторов.
Явления на электродах импульсного разряда изуча-
лись в работах Фрума .Сомервелла, Блевина, Райского,
Зимина, Мандельштама и др.
Как было показано в гл. 1, нарастание плотности то-
ка в начале пробоя осуществляется за счет ряда всту-
пающих в действие друг за другом все более быстрых
«цепных» процессов: ударной ионизации электронами
(а-ионизация), взаимодействия а- и 6-ионизаций (вто-
ричные процессы у катода), воздействия на а- и 6-
1 Библиография более старых работ приведена в [Л.0-1], а здесь
приводятся ссылки только на новейшие публикации и названы авто-
ры основных работ.
ионизации плоского о ъемного заряда, взаимодействия
между а- ионизацией, фотоионизацией в объеме газа и
сосредоточенным объемным зарядом головки стримера
и др. В образующемся позади головки (или между го-
ловками в случае одновременного развития стримера к
аноду и катоду) шнуре ионизированного газа (канале
плазмы) устанавливается продольная напряженность
электрического поля, равная отношению разности потен-
циалов на промежутке (за вычетом падений напряже-
ния между головками и соответствующими электрода-
ми — после прорастания канала на всю длину газового
промежутка эти падения становятся приэлектродными
падениями напряжения) к длине канала. Если источник
питания разряда обладает достаточной мощностью,
чтобы разность потенциалов на промежутке даже при
большой силе разрядного тока могла намного превы-
шать сумму приэлектродных падений напряжения, то в
канале под действием значительного продольного элект-
рического градиента осуществляется еще один длящий-
ся всего несколько десятков наносекунд ( в. течение ко-
торых канал практически не успевает расшириться) наи-
более интенсивный цепной процесс, присущий высокой
плотности тока. В этой стадии благодаря значительной
степени возбуждения и ионизации газа в канале и боль-
шому влиянию друг на друга одновременно многих час-
тиц уже затруднительно выделять различные виды эле-
ментарных взаимодействий атомов, ионов, электронов
и фотонов. Поэтому здесь имеет смысл говорить об общей
результативной термической ионизации газа (или о ее
каком-то аналоге в случае не успевающего установиться
из-за быстрого изменения характеристик термического
равновесия) *. Цепной процесс, происходящий в канале
под действием продольной напряженности электрическо-
го поля Е, заключается во взаимном форсировании тер-
мической ионизации газа (растущей вследствие его на-
грева под действием рассеиваемой в канале энергии)
и развиваемой разрядом мощности (увеличивающейся
вследствие роста плотности тока / при возрастании сте-
пени ионизации х). Он способен за несколько десятков
1 По-видимому, сама длительность этого цепного процесса опре-
деляется временем, необходимым для некоторого выравнивания рас-
пределения энергий по степеням свободы частиц плазмы в результате
самых различных элементарных взаимодействий.
наносекунд привести к первичному нарастанию плотно-
сти тока на много порядков. Приостановиться или за-
медлиться этот, процесс может только по следующим
причинам:
1) Прекращение роста рассеиваемой в разряде элек-
трической мощности из-за того, что дальнейшее увели-
чение приводит к такому снижению Е, при котором ста-
новится невозможным рост /. При этом снижение Е мог-
ло бы быть связано:
а) с характеристиками внешней разрядной цепи (ее
сопротивлением, индуктивностью или малой емкостью
питающего конденсатора);
б) с ростом при больших / суммы приэлектродных
падений напряжения иък.
2) Резкое замедление роста плотности тока из-за та-
кого увеличения степени ионизации х (суммарного по-
перечного сечения ионов), при котором электроны начи-
нают рассеиваться в основном ионами, а не атомами, и
средняя длина их свободного пробега становится обрат-
но пропорциональной х.
3) Подъем температур^ канала до такого уровня,
при котором сопутствующее нагреву канала увеличение
электрической мощности начинает отставать от сопутст-
вующего тому же нагреву увеличения мощности энерге-
тических потерь в окружающее пространство (путем из-
лучения, гидродинамического расширения и т. д.).
Экспериментальные данные об изменении во времени
электрических характеристик (напряжения и на газо-
вом промежутке и силы тока i в разряде, а также раз-
личных функций этих величин — мощности, крутизны
тока и т. д.) в различных условиях позволили уточнить
картину процесса и выявить истинные причины его при-
остановки.
Выполнение последней задачи путем осциллографи-
рования электрических характеристик свободно расши-
ряющегося разряда осложнялось тем, что даже после
прекращения по одной из названных причин роста плот-
ности тока сила тока продолжает быстро увеличиваться
из-за расширения канала. Например, в случае пробоя
воздуха при атмосферном давлении первоначальный ка-
нал разряда имеет диаметр, равный диаметру стримера
(около 0,1 мм). Если бурный процесс первичного роста
плотности тока / в канале длится около 50 нс и расши-
рение канала идет со скоростью ударных волн (около
105 см/с, что соответствует скорости увеличения диамет-
ра 2-Ю5 см/с), то за последующие 50 нс после прекра-
щения роста / диаметр d канала увеличивается пример-
но на 0,1 мм, т. е. сйла тока и при постоянстве j продол-
жает возрастать со скоростью того же порядка, что и в
течение первичного процесса роста j при постоянном
диаметре. Поэтому наиболее наглядные результаты да-
ло осциллографирование электрических характеристик
при экспериментах с разрядами, искусственно ограни-
ченными по диаметру канала.
Рис. 2-1. Ход напряжения на импульсном разряде, питаемом от раз-
рядного контура с большим внешним сопротивлением (кривая /),
с малым внешним сопротивлением и индуктивностью и с большой
емкостью конденсатора (кривая 2 — неограниченный канал, кривая
3 — канал с ограниченным диаметром), а также на разряде с искус-
ственно увеличенным расстоянием между электродами (кривая 4).
При значительном сопротивлении разрядного контура
(десятки и более ом) бурный процесс первичного на-
растания тока вызывает весьма быстрое (за десятки на-
носекунд) снижение («провал») напряжения на разря-
де до обычного дугового при силе тока, определяемой
значениями напряжения на питающем конденсаторе Uo
и балластного сопротивления Re (ограничение / по при-
чине 1а). Разряд к концу провала по существу не отли-
чается от обычной дуги, хотя и характеризуется повы-
шенными плотностью тока (несколько тысяч А/см2) и
давлением газа. В последующие моменты времени канал
разряда расширяется и плотности тока и газа приходят
в соответствие с обычными для дугового разряда значе-
ниями. При этом снижается электрическое сопротивле-
ние разряда, но, так как оно уже сразу после провала
было значительно меньше чем Re, это почти не сказыва-
ется на силе тока. Весь процесс в целом соответствует
кривой 1 на рис. 2-1.
Близкой к этому является картина при малом ак-
тивном и значительном реактивном сопротивлении кон-
тура. При ничтожном и достаточно большой емкости
питающего конденсатора снижение напряжения на
искровом промежутке вследствие бурного нарастания
силы тока I примерно равно L dildt (L — индуктивность
контура). Если L велика, напряжение на промежутке в
ходе первичного бурного нарастания плотности тока «про-
валивается» до 200—300 В, после чего его дальнейший
ход, а также ход силы тока быстро приходит в соответ-
ствие с режимом сильноточной дуги переменного тока,
питаемой от контура LC. И здесь прекращение роста
плотности тока связано в основном с причиной 1а, при-
том между моментами окончания провала и установле-
ния обычного дугового разряда тоже имеется короткий
переходный период расширения канала.
Совершенно другие процессы имеют место в случае
пробоя газа при ничтожно малых й и L и большой ем-
кости С питающего конденсатора. Если L достаточно
мала, чтобы при максимальной dildt, связанной с бурным
первичным ростом плотности тока и последующим рас-
ширением канала, значение L dildt было существенно
меньше, чем Uo, то ход напряжения на промежутке в
начале сильноточной стадии имеет вид, схематично по-
казанный на рис. 2-1 участком abc кривых 2 и 3. В слу-
чае неограниченного канала разряда напряжение после
«провала» до уровня U\ меняется в соответствии с уча-
стком Ьсе кривой 2, отображающим постепенный разряд
конденсатора при продолжающемся в течение значи-
тельного времени нарастании силы тока (со слабо ме-
няющейся dildt) из-за расширения канала. Если диаметр
канала к моменту с искусственно ограничивается, то си-
ла тока при ранее дошедшей до некоторого «насыщения»
плотности тока в этот момент также «насыщается». При
этом dildt падает до нуля и напряжение на промежутке
поднимается до U0—-^-i dt—Rei (точка d на кривой 3 —
подъем напряжения может быть не мгновенным, так как
приостановка расширения канала может происходить
Постепенно, а, кроме того, увеличение напряжения на
промежутке вызывает дополнительный рост плотности
тока. По мере последующего квазистационарного разря-
да конденсатора напряжение проходит участок de{. Та-
ким образом, осциллограммы напряжения при раз-
ряде с неограниченным каналом вида графика abce сви-
детельствуют о возможности прекращения роста плот-
ности тока не за счет одной только недостаточной мощ-
ности источника питания (причина 1а), а в совокупности
с ней и по одной из других названных выше причин. Ос-
циллограммы же вида abcdei для разряда с каналом,
ограниченным по диаметру, доказывают, что плотность
тока имеет предел вследствие «самонасыщения» описан-
ного выше первичного цепного процесса. Если бы такой
ход напряжения наблюдался при ограниченном диамет-
ре области разряда около одного из электродов (вследст-
вие малой площади открытой части электрода), это сви-
детельствовало бы о существовании предела плотности
тока в этой области и необходимости для получения
больших плотностей увеличения соответствующего при-
электродного падения напряжения (причина 16). Уста-
новленное экспериментально отсутствие влияния на ос-
циллограммы ограничения площади электродов и полу-
чение осциллограмм вида abcde^ при ограничении стол-
ба разряда стенками окружающей его трубки доказало,
что главную роль при «насыщении» плотности тока пос-
ле ее первичного бурного нарастания играют причи-
ны 2 и 3.
На рис. 2-2 приведены образцы осциллограмм, полу-
ченные при открытом пробое в воздухе. Ход напряжения
и на этом рисунке согласуется с кривой 2 на рис. 2-1,
относящейся к разряду, в котором за время «провала»
напряжения достигается плотность тока насыщения при
значительном остающемся на разряде напряжении U\, а
сила тока продолжает увеличиваться после «провала» с
почти постоянной dijdt за счет последующего расшире-
ния канала. Увеличение разности Uo—и после максиму-
ма dijdt, очевидно, связано с уже значительным к этому
времени разрядом конденсатора (* i dt становится
\ Со J
о
сравнимым с L di/dt). Напряжение Ult остающееся на
промежутке к моменту окончания «провала», согласно
экспериментальным данным увеличивается с уменьшени-
ем индуктивности разрядного контура и увеличением Uo
и расстояния между электродами (эта зависимость Ui
от параметров, как будет видно из дальнейшего, согласу-
ется с представлениями об ограничении плотности тока
и о механизме расширения канала). Ограничение диа-
метра столба разряда в воздухе стенками окружающего
его капилляра приводит к получению осциллограмм со-
вершенно другого вида, образцы которых показаны на
рис. 2-3. Ход напряжения на этом рисунке согласуется с
1Рис. 2-2. Образцы осциллограмм и, i и di/dt для разряда.с неограни-
ченным каналом (воздух, ро=О,1 МПа, /=2,5 мм, С=6 мкФ, 'Uo—
=4,5 кВ, L=0,16 мкГ).
|кривой 3 рис. 2-1, относящейся к разряду, в котором по-
1сле «провала» и достигается предельная плотность тока,
а после заполнения каналом внутреннего сечения капил-
ляра также и предельная сила тока с последующим мед-
ленно меняющимся («квазистационарным») разрядом.
Соответствующий вид имеют также осциллограммы i и
dijcLt. При уменьшении диаметра капилляра седло Ъс,
(рис. 2-1) становится более узким, а горб d— более вы-
соким.
Разряд в трубчатых импульсных лампах, наполнен-
ных инертными газами, является аналогом короткого
искрового разряда в воздухе с каналом, ограниченным
|стенками. В этих лампах возникающий под действием
'вспомогательного высоковольтного импульса узкий ка-
нал разряда с плотностью тока, очень быстро достигшей
|«Насыщения», обычно примерно за 10~5 с успевает одно-
родно (с той же плотностью тока) заполнить все внут-
реннее сечение разрядной трубки. При достаточно боль-
шой емкости питающего конденсатора время расширения
канала мало по сравнению с остальной длительностью
Рис. 2-3. Образцы осциллограмм и, i и dildt для разряда в капилля-
ре (воздух, ро=О,1 МПа, /=4 мм).
а — С<=>6 мкФ; 1/о=6,8 кВ, 1=0,16 мкГ, диаметр капилляра d[ =0,6 мм; б—г — •
С=0,25 мкФ, О0=6 кВ, 1=0,08 мкГ, d[ —0.2 мм.
разряда, в течение которой характеристики канала ме-
няются весьма медленно и разряд можно рассматривать
как квазистационарный. Вместе с тем такой разряд об-
ладает следующими существенными отличительными
чертами:
1) Он протекает в инертных газах, для которых ха-
рактерен эффект Рамзауера: малое сечение рассеяния
атомами электронов со скоростями, соответствующими
температуре примерно 10 000 К- Вследствие этого в нем
уже при сравнительно малой степени ионизации (х«
10-4) суммарное поперечное сечение ионов начинает
превышать суммарное поперечное сечение атомов. При
дальнейшем увеличении х главную роль играет рассея-
ние электронов ионами, а не атомами, что должно при-
водить к прекращению при х«10~4 прямой зависимости
плотности тока от степени ионизации, ( причина 2 насы-
щения тока после ее бурного первичного нарастания).
2) Благодаря применению зажигания вспомогатель-
ным высоковольтным импульсом, особенно эффектив-
ным в инертных газах, в трубчатых импульсных лампах
искусственно увеличена на 1—2 порядка длина разрядно-
го канала (по сравнению с искровым разрядом в молеку-
лярных газах при равных напряжениях питания). Тем
самым в них значительно снижена начальная продоль-
ная напряженность электрического поля (ход напряже-
ния на разряде при малом L изображается кривой 4 на
рис. 2-1 с едва заметным зубцом «провала» около точки
а) и при этом максимальные плотность и сила тока, ог-
раничиваемые причиной 2, имеют меньшие значения.
Достижение этих пониженных значений насыщения воз-
можно, таким образом, при не столь малых индуктивно-
сти и сопротивлении разрядного контура.
3) Сравнительно низкие напряжения электрического
поля и силы тока соответствуют настолько низкой элект-
рической мощности, рассеянной в единице длины раз-
рядного канала, что последний может в течение значи-
тельного времени воздействовать на стенки разрядной
трубки, не вызывая ее разрушения. Это позволяет полу-
чать за счет увеличения емкости конденсатора продол-
жительность квазистационарного разряда в трубчатых
лампах, на несколько порядков большую, чем длитель-
ность искрового разряда в капилляре с воздухом.
Второй из перечисленных особенностей характеризу-
ется и другой импульсный газовый разряд с искусствен-
но удлиненным каналом — разряд в парах взрываемой
током тонкой металлической проволочки. Исследования
его динамики показали, что он близок к разряду в труб-
чатых импульсных лампах. Например, из теплеровских
снимков с применением затвора Керра видно, что тон-
кий светящийся токовый шнур возникает примерно че-
рез 2 мкс после взрыва медной проволочки. К этому вре-
Мени сильно разряженный пар металла заполняет ци-
линдр диаметром около 6 мм, окаймленный, как стенками
трубки, плотным фронтом ударной волны. Еще пример-
но через 3 мкс шнур газового разряда заполняет всю
цилиндрическую полость внутри фронта ударной волны,
диаметр которого увеличивается примерно до 8 мм.
Плотность тока в разряде, так же как для трубчатых
Рис. 2-4. Зависимости плотности тока /, удельного сопротивления
плазмы р и ее удельной проводимости о от напряженности электри
ческого поля Е, а также о от /.
1 — о(£) для разряда в воздухе, ограниченного капилляром; 2—для
разряда в парах взрываемой током проволочки; 3 — для разряда
в ксеноновых трубчатых импульсных лампах [Л. 2-1—2-5].
Линии — эмпирические зависимости (2-1) и (2-2) (более подробно — см. гл. 3).
импульсных ламп, после быстрого достижения определен-
ного значения меняется медленно.
На рис. 2-4 представлены обобщенные графики, вы-
ражающие зависимости плотности тока насыщения, а
также соответствующих удельных проводимости о и со-
противления р от напряженности электрического поля в
столбе импульсных разрядов. Как видно из рисунка,
точки для разрядов в совершенно различных средах
удовлетворительно ложатся на единые графики, которые
в очень широких диапазонах изменения напряжения и
плотности тока могут быть представлены аналитически-
ми выражениями (в единицах В, А, Ом, см);
о = 3,17 Е2/3; р = 0,317 £~~2/3; / = 3,17 Е5/3, (2-1)
соответствующими удойному для практического исполь-
зования соотношению: а
о = 2/0’4. (2-2)
То обстоятельство, что, судя по существованию еди-
ных графиков, насыщение плотности тока после бурного
первичного нарастания как бы не зависит от природы ато-
мов газа, позволяет из двух названных выше возможных
причин насыщения выбрать причину 2, объясняющую
насыщение переходом от рассеяния электронов атомами
(существенно различным для разных атомов) к рассея-
нию электронов ионами, электрическое поле которых
одинаково для всех газов.
Следует отметить, что не во всех случаях к концу первичного
бурного нарастания плотности тока электрические характеристики
импульсного разряда соответствуют соотношениям (2-1), (2-2).
В самом деле, при питании импульсных ламп от источников ограни-
ченной мощности (например, от конденсатора со значительным после-
довательным балластным сопротивлением или от индуктивного нако-
пителя), а также от низковольтной сети переменного тока — с за-
жиганием вблизи максимума напряжения (возможным даже для сети
127 В из-за особенностей инертных газов, отмеченных в § 1-3) и по-
гасанием при переходе напряжения через нуль или повторными за-
жиганиями в каждом полупериоде — были получены существенно
большие удельные сопротивления плазмы, чем вытекающие из (2-1).
Вместо р~В~2/3 здесь наблюдается р-—В-3/2прй одновременной
аномально повышенной чувствительности р к малым примесям мо-
лекулярных газов [Л.2-6]. Расчет [Л.2-7] показывает, что даже от-
вод тепла через стенки при удельной мощности, меньшей 2000 Вт/смг,
без учета других видов рассеяния энергии приводит к существенному
сужению канала. Все эти обстоятельства свидетельствуют о том, что
при питании разряда от источников ограниченной мощности прекра-
щение первичного нарастания плотности тока связано с названной
выше причиной 3 — отставанием роста электрической мощности от
роста сопутствующих энергетических потерь и что в этих случаях
степень ионизации плазмы еще недостаточна для преобладающего
рассеяния электронов ионами, а не атомами, которым определяется
насыщение плотности тока при первичном нарастании достаточно
мощного импульсного разряда.
2-2. Теория расширения разряда
Для двух видов импульсного разряда — ограниченно-
го и не ограниченного стенками—расширение канала
играет не одинаковую роль и в целом протекает по-раз-
ному. Однако начало расширения различается для них
лишь количественно и может рассматриваться одновре-
менно.
Теория расширения канала разряда, основанная на
представлениях о газодинамическом взрыве, выработан-
ных Зельдовичем, Седовым и Райзером [Л. 2-8, 2-9],
была развита в работах Драбкиной, Брагинского и др.
[Л. 2-10—2-12]. Чисто газокинетическая теория Драбки-
ной основана на упрощенном предположении, что рас-
ширение канала происходит под действием быстро выде-
ляющейся значительной порции энергии в тонком (диа-
метром около 0,1 мм) канале, формирование которого
описано в гл. 1 и в § 2-1. Параметры разрядного конту-
ра и некоторые параметры газоразрядной плазмы (на-
пример, ее удельная проводимость и излучение) в тео-
рии не учитываются. При этом предполагается, что гра-
ницы нагретого газового столба (под термином «канал»
подразумевается вся область возмущенного газа, а под
термином «столб» разряда — собственно проводящая об-
ласть сильно ионизированного газа, нагретого до высо-
кой температуры), в котором устанавливается термоди-
намическое равновесие, действуют на окружающий газ
подобно цилиндрическому «поршню» и перемещаются со
сверхзвуковой скоростью, вызывая формирование впере-
ди поршня ударной волны. Диффузией электронов и
ионов, а также теплопроводностью и конвекцией, как не
могущими объяснить сверхзвуковых скоростей расшире-
ния канала, которые требуют скачка давления порядка
десятка атмосфер, теория пренебрегает.
Эта простейшая теория намечает правильную качест-
венную и количественную картину расширения канала.
Однако другие параметры, определяющие излучение раз-
ряда, ею не охватываются. Допущенными в теории
упрощениями, в частности, не учтены следующие обстоя-
тельства:
а) Возможное искажение распределений температу-
ры и плотности газа внутри столба из-за неоднородной
проводимости различных слоев высокоионизированного
газа.
б) Аналогичное влияние поверхностного эффекта и
магнитного давления (в [Л. 2-11] показывается, что в
области параметров, присущих разрядам в импульсных
лампах, это влияние невелико, хотя при значительно
меньших начальных плотностях газа и весьма высоких
напряженностях электрического поля, энергиях и длинах
разряда с существенно большими радиусами столба по-
верхностный эффект и магнитное давление должны
играть существенную роль; это действительно обнару-
живается в длинных разрядах типа молнии, а также в
импульсных разрядах, используемых в сугубо лабора-
торных установках для получения сверхвысоких темпе-
ратур или сверхмощных световых импульсов [Л.2-14—
2-18]; особенно выраженная нестабильность столба при
коротких разрядах в водороде [Л. 2-19], возможно, так-
же объясняется существенной ролью магнитных сил).
в) Существование помимо газодинамического расши-
рения других видов переноса энергии (формальный учет
выводимой излучением мощности путем приравнивания
столба к черному телу равных размеров [Л. 2-20] мало
продуктивен). Нетрудно, видеть, что не учтенные теори-
ей виды переноса энергии должны способствовать сни-
жению предсказываемых ею высоких градиентов тем-
пературы Т и плотности газа б внутри плазменного
столба [Л. 2-12].
С целью восполнения названных пробелов теории в
[Л. 2-11, 2-12] за счет усложнения принципа автомо-
дельности была приближенно учтена проводимость раз-
рядного столба и введена поправка на излучение в
предположении о водородоподобных атомах. Получен-
ные зависимости радиуса канала, а также температуры
отбо и разрядного тока при оптически прозрачной плазме
и допущении однородности распределения в канале пара-
метров Т, б и р (давления) согласуются с экспериментом
примерно так же, как результаты расчета на основе га-
зокинетической теории. В [Л. 2-21] рассматривалась
возможность расширения канала только за счет ради-
альной диффузии электронов и излучения, а в [Л. 2-11]
было показано, что при сравнительно низких температу-
рах (малые напряжения питания или большая индуктив-
ность L) перенос тепла может происходить за счет теп-
лопроводности, а при высоких — за счет излучения. В
настоящее время с учетом работ [Л. 2-12—2-16, 2-22,
2-23] перенос энергии в горячей части канала в зависи-
мости от условий разряда приписывается трем механиз-
мам: электронной и лучистой теплопроводностям (коэф-
фициенты теплопроводности зависят от Т) и так назы-
ваемому «лучистому переносу» в оптически тонкой плазме.
В последнем случае в отличие от двух первых меха-
низмов температура газа может существенно меняться
на расстоянии средней длины свободного пробега кван-
тов излучения.
Особое место занимают работы, касающиеся теории
расширения сверхмощных разрядов в воздухе, иниции-
рованных электрическим взрывом тонких проволочек, в
которых столб разряда оптически непрозрачен [Л. 2-14,
2-15]. В этих работах учитывались все виды переноса
энергии за счет еще большего усложнения принципа
автомодельности. Рассмотренная в [Л. 2-14] модель от-
носится к разрядам, занимающим по условиям переноса
энергии промежуточное место между оптически прозрач-
ной электрической искрой, в которой расширение может
быть объяснено преимущественно в рамках газодинами-
ки, и случаем быстрого нагрева толстого воздушного
слоя до высоких температур (около 300 000 К), при ко-
тором вынос тепловой энергии к периферийным слоям
происходит со значительно большей скоростью, чем
обусловленная газодинамикой скорость движения час-
тиц газа. При сравнительно низкой температуре (десят-
ки тысяч кельвинов) и значительной толщине нагрето-
го воздушного столба существенную роль играет погло-
щение излучения в периферийных слоях и имеют место
оба механизма расширения границы плазменного столба.
Такой промежуточный случай получил название «теп-
ловой волны второго рода».
Наконец,, еще одна модель расширения разрядного
канала, рассмотренная в [Л. 2-12], основывается на том,
что граница высокоионизированного столба при элект-
рическом разряде расширяется подобно фронту детона-
ции и дефлаграции горючих газов [Л. 2-9]. Предпола-
гается, что движение границы (или «тепловой волны»)
происходит как бы двумя этапами: нагрев окружающе-
го столб газа за счет перечисленных механизмов пере-
носа до температуры (10—15) - 103К (при которой насту-
пает скачкообразное нарастание проводимости о до зна-
чения, сравнимого с о внутри столба) и затем дальней-
ший прогрев этого слоя током до температуры, равной
температуре столба. Полученные аналитические выра-
жения экспериментально подтверждаются для длинных
(десятки сантиметров) разрядов в воздухе при относи-
тельно небольших энергиях. Возможно, эта модель спо-
собна стать основой построения общей теории для раз-
личных типов разрядов (в том числе и в инертных газах).
Все теории, уточненные по сравнению с газокинетиче-
ской, можно достаточно хорошо проверить эксперимен-
тально на воздушных разрядах. Для инертных газов
(и их смесей с молекулярными) такое сравнение затруд-
нено незнанием ряда физических констант. Таким обра-
зом, для разрядов, наиболее широко используемых в
импульсных лампах, теория ждет еще своего уточнения.
Ввиду отсутствия достаточно полного теоретического
механизма, применимого к разрядам в импульсных
лампах, картину расширения таких разрядов целесооб-
разно интерпретировать в рамках удовлетворительно
согласующейся с экспериментом газодинамической тео-
рии.
В соответствующем расчете применена система уравнений непре-
рывности движения и адиабаты для случая цилиндрической симмет-
рии, а также уравнения, характеризующие краевые условия: непре-
рывность потоков вещества, количества движения и энергии на грани-
це возмущенной области (фронте ударной волны):
(2-3)
где v — скорость газа; г и t — цилиндрическая координата и время;
D^dR/dt— скорость фронта ударной волны радиуса /?; у — констан-
та адиабаты; индексы 0 и «ф» — начальное значение данного пара-
метра и его значение на фронте ударной волны.
Из гидродинамики известно, что решение этой системы для слу-
чая мгновенного выделения энергии в бесконечно тонком столбе иде-
ального газа обладает свойством автомодельности — стационарности
распределения 6/60, Р/Рф и о/ц$ относительно безразмерной коорди-
наты £=r/R. Выражение, связывающее R с энергией взрыва, при этом
имеет вид:
(2-5)
гДе Wo — энергия взрыва на 1 см длины столба; а — безразмерная
постоянная, зависящая только от у и вычисляемая из интеграла
энергии.
Считая, что для реального газа в интересующем нас диапазоне
температур [(10—30)-103 К] приближенно выполняется уравнение
состояния в виде
е=АёаТь,
(2-6)
Численные значения коэффициентов, входящих
Газ р0, МПа б0, кг/м8 а А
Воздух Воздух Воздух Аргон Водород 0,1 0,026 0,3 0,1 0,1 1,29 0,339 3,87 1,78 0,0899 0,55 0,55 0,55 0,332 5,4 6,9.10* 6,9-10* 6,9-10* 1,35 4,33.10е
Примечание. Для ксенона сс—0,3.
где е — удельная энергия; А, а и b — численные коэффициенты, вы-
числяемые методом подбора с таким расчетом, чтобы (2-6) получа-
лось из выражения (для двухатомного газа)'е=37?о7’(1+х)-|-2хеион +
+едисс (бдисс и Бион — энергии диссоциации и ионизации одного
-Рис. 2-Б. Расчетные распределения
давления (сплошная линия), плот-
ности (пунктир) и температуры в
канале при /=1 и 2 мкс (штрих-
пунктир). Воздух, 0,1 МПа, в
столбе выделяется энергия Б Дж
за время 1 мкс. Вертикальные чер-
точки — условные границы столба
в соответствующие моменты вре-
мени.
моля газа, До — газовая постоянная, х — степень ионизации, рассчи-
танная по формуле Саха*), можно его привести к виду:
р = (7—1)е6. (2-7)
Это выражение формально совпадает с соответствующим выра-
жением для идеального газа, хотя у — здесь просто условная вели-
чина, связанная с показателями в уравнении (2-6) равенством:
‘-ГП <2-8)
* Из-за возможного отсутствия термодинамического равновесия
применимость формулы Саха вызывает некоторое сомнение. -
Таблица 2-1
6 формулы (2-4) — (2-15)
а ь У К L м N
—0,122 1,55 1,22 4,55 0,19 0,125 0,376
—0,122 1,55 1,22 6,35 0,292 0,125 0,376
—0,122 1,55 1,22 3,46 0,133 0,125 0,376
—0,125 2,75 1,075 3,7 1,1 0,043 0,46
—0,093 1,37 1,25 8,25 0,44 0,138 0,363
(численные значения а, Ъ, а и у приведены в табл. 2-1). При таком
формальном совпадении уравнений состояния для реального и иде-
ального газов уравнение адиабаты для первого имеет обычный вид
рб-^ const. Отсюда решение системы уравнений (2-3) и (2-4) так-
же обладает свойством автомодельности. На рис. 2-Б приведены со-
ответствующие распределения давления и плотности для воздуха,
для которого у =1,22. В области g=r/7?<Cl эти распределения прибли-
женно выражаются следующими первыми членами быстро сходящих-
ся разложений соответствующих функций в ряды:
б
(2-9)
у
Р ~ Т+ 1 / Т
РФ ~ 2у \ 2 /
От мгновенного выделения энергии в бесконечно .узком столбе
к постепенному ее выделению можно перейти, преобразуя (2-5). Для
этого учитывается пропорциональность между рф и средним давле-
нием, которое в свою очередь пропорционально w(f)/R2[w(t) —энер-
гия выделенная к моменту времени t], и с помощью последнего
Уравнения системы (2-3) находится a>(t)/7?2=const (dR!dt)\ откуда
после извлечения корня и интегрирования получается уточненное вы-
ражение для R вместо (2-5):
/ / гу \6 25
7? = К[|а>0’5(0Л1°’5 = 1Т-)’ [р°’5(О*]0’6 (2-Ю)
о J \ Ос / о
[константу К подбираем так, чтобы (2-10) переходило в (2-5) при
Условии мгновенного выделения].
Из (2-10) и последнего уравнения (2-4) находим:
р = ^- = 4“’°'5(0 [ р-5(Ой]~0-5; (2-11)
di 2 L Q J
ЧГ Т Ч О
Преобразуя (2-6) и (2-7) в Гь = р£На+17(У~1М и подставляя
сюда (2-9), (2-10) и (2-12), можно найти распределение температу-
ры внутри канала:
V+a
। . 2___*v
Tb = (^) (7 + 1Г“+1 (7 - 1)° a 2V”‘ X
а—у—2ду 2(д-}-1) t 24-0—у
Хб02(Т-1) г 7-1 W(f) [Jw°’5(Z)^] 7-1 . (2-13)
Ha рис. 2-5 приведены соответствующие графики распределений
температуры при типичных условиях разряда в момент времени t—
= 1 мкс (непосредственно после прекращения выделения энергии) и
спустя еще 1 мкс.
Если считать, что граница высокоионизированного проводящего
столба характеризуется тем, что внутри него температура превыша-
ет определенную минимальную температуру Угр, равную, например,
10-103 К (конкретный выбор значения Угр несущественен из-за очень
крутого спада Т с г), то, подставив это значение в (2-13), можно
иайти радиус проводящего столба гс, соответствующий данному мо-
менту времени. Производная гс по времени равна скорости расши-
рения этого столба. Из (2-13) получаются следующие выражения:
t
rc(t) = LwM(t) [f w0-5 (f)df; (2-14)
b
= l^-1 (o [p>5 (/) dt]N k +
dt q ( dt
t -j
+ Nw0'5 (0 [J И!015 (0 dt ]~4 , (2-15)
где M и N — коэффициенты, выражающиеся через у и а (не зави-
сят от плотности газа), a L — через у, а, Ь, А, а, 60 и Угр. Значения
всех коэффициентов для некоторых газов приведены в табл. 2-1, взя-
той из [Л.2-10].
Наконец, если учесть, что в более поздней фазе расширения ка-
нала уже не выполняется условие р$^Ро, то вместо первого и по-
следнего уравнений (2-4) нужно брать:
6ф _ (у + 1)Рф —(у — 1)ро . '
6о (7 — О РФ+'<? + 1) Ро
D2 = (? + 1)РФ —(у — 1) Ро (2‘16)
2б0
Из уравнений (2-16), учитывающих, что на последней фазе рас-
ширения нельзя пренебрегать внешним давлением невозмущенного
газа, следует, что на графиках спада плотности и давления от фрон-
та ударной волны к оси разряда должен постепенно образовываться
уступ, за которым будет наблюдаться высокий градиент плотности,
имеющий обратный знак по сравнению с отрицательным ddjdr на пе-
реднем фронте *. Другими словами, область газа с повышенной плот-
ностью должна быть отделена скачком 6 от внутренней проводящей
«горячей» области (столба). Радиус зоны этого скачка, получившей
название «оболочки» канала, больше, чем радиус столба, определяе-
мый выражением (2-14),
Таким образом, основанная на приведенном упро-
шенном расчете картина развития мощного импульсного
разряда на стадии свободно расширяющегося канала
выглядит следующим образом:
а) Наиболее быстро распространяется внешняя зона
канала — фронт ударной волны, образующий скачки
плотности и давления (от высоких значений до значений,
соответствующих невозмущенной среде). Граница силь-
но нагретой высокоионизированной плазмы (собственно
проводящего столба) в самом начале разряда почти
совпадает с фронтом ударной волны, а затем отшнуровы-
вается от него, расширяясь с меньшей скоростью. Между
границей столба и фронтом ударной волны по мере сни-
жения давления на фронте должна появиться зона об-
ратного скачка плотности (названная «оболочкой»),
расширяющаяся с промежуточной скоростью.
б) Внутри проводящего столба плотность газа долж-
на быть на несколько порядков ниже, чем 6о> все более
снижаясь к оси канала. Вследствие этого на оси столба
может образоваться зона с аномальной удельной прово-
димостью.
в) Расширение каждой из зон протекает с постепен-
но убывающими скоростями, начальное значение кото-
* В [Л.2-10] ошибочно указано, что между фронтом ударной вол-
ны и зоной высокого положительного df)[dr плотность должна быть
приблизительно постоянной. Так как Т непрерывно растет в направ-
лении от фронта к оси разряда, то спад в этом направлении давления
(рис. 2-5) должен качественно соответствовать такому же спаду
Плотности газа [Л.2-24].
рых (общее для всех зон) слабо увеличивается с ростом
характеризующей род газа величины а, уменьшением
начальной плотности газа и увеличением мгновенной
мощности и полной энергии, рассеиваемой в канале.
Пользуясь полученными формулами и зависимостью (2-1) про-
водимости от напряженности электрического поля, можно произвести
приближенную оценку начальной скорости расширения канала, а так-
же прикидочный расчет влияния отдельных параметров газового про-
межутка и питающего контура на эту начальную скорость. Одно-
временно вычисляется также напряжение (Л на разряде сразу после
окончания первичного бурного роста плотности тока.
Из уравнения (2-11), допуская мгновенное выделение всей энер-
гии Ц7о к концу эффективного промежутка времени ts (порядка вре-
мени первичного нарастания плотности тока), можно получить:
D= 158
аР%у>’25
в. /
/—0,5
1Э
(2-17)
(D — в см/с, 60 — в кг/с3, t — в секундах; WD — в джоулях на 1 см).
Считая, что напряжение на разряде Ui в момент ts после окон-
чания роста плотности тока равно разности между напряжением на
конденсаторе Uo и падением напряжения на индуктивности L(di/dt)3,
и принимая согласно (2-1)
i = 3,17n([71/Z)5/3 г2;
* ™ / Ui
--= 20—-
dt \ I
5/3
rcD,
находим:
5/3
Ui Uo L
= —- — 20гс — D
I I с I
В формулу (2-17) можно подставить следующее приближенное
выражение:
(2-18)
,r/ Ui / in 2 / ( F
»7. = —i, 10гсЦ—j
(излучением, которое играет ничтожную роль при малом диаметре-
канала в начале его расширения [Л.2-20], пренебрегаем), откуда на-
ходим второе уравнение, связывающее Ui с D:
а \о,25 1/2/ Ui \2/3
с U /
(2-19)
D = 280 -----
\
Подставляя в (2-18) и (2-19) численные значения констант из
табл. 2-1 и принимая реальные значения эффективного времени ?э=
=5-10~8 с и начального радиуса столба гс=10~2 см, можно из этой
системы уравнений найти D и UJI для различных заданных Ua/l и
L/1. Соответствующие графики представлены на рис. 2-6.
Из рис. 2-6 можно вывести эмпирические формулы,
более удобные для практических оценок, чем система
Рис. 2-6. Расчетные зависимости начальной скорости расширения ка-
нала Do (сплошные линии) и электрического градиента 'tA/Z (пунк-
тир) в момент окончания бурного роста плотности тока / от индук-
тивности разрядного контура (с), напряжения на питающем конден-
саторе (б). Воздух, 0,1 МПа. Цифрами обозначены: на графике а —
соответствующие значения 't/0/Z, кВ/см, на графике б — значения L/Z,
мкГ/см.
уравнений (2-18) и (2-19), которые могут служить для
обобщения -экспериментальных данных,1 представлен-
ных в следующем параграфе:
Do=325 (—Y’25(—У’32; (2-20)
= 0,032 (2-21)
I \1 I U I
(D выражено в см/с; L — в генри; Uo, Ui —в вольтах; I—
в сантиметрах; бо—в кг/м3).
Проверку проведенного расчета динамических ха-
рактеристик разряда, а также практическую оценку дру-
гих (в том числе излучательных) характеристик можно
произвести на основании экспериментальных работ.
2-3. Расширение разряда в трубчатых лампах
Начальная и последующие стадии расширения раз-
ряда, ограниченного стенками, а также расширение ка-
нала неограниченного разряда исследовались посредст-
вом:
а) фотографической развертки (в том числе с исполь-
зованием спектрографа) изображений поперечного
сечения канала (вырезанного расположенной перед ним
щелью);
б) такими же развертками с одновременной под-
светкой по теневому методу Теплера с помощью второй
искры окружающего канал пространства:
в) развертки на экране ЭОП изображения узкой ще-
ли, расположенной перед каналом перпендикулярно
его оси, с одновременной подсветкой и установкой меж-
ду щелью и ЭОП спектрально-селективных фильтров,
позволяющих наблюдать излучение канала в различных
спектральных интервалах;
г) покадровой сверхскоростной киносъемки канала
разряда с помощью электронно-оптического затвора, за-
твора Керра, киносъемочной камеры или растровой
камеры;
д) скоростного интерферометрического исследования
плотности газа в канале и в окружающей области путем
1 Судя по данным [Л.2-2], выражение (2-21) удовлетворительно
согласуется с экспериментом на стадии начального расширения ка-
нала, если в него вместо константы 0,032 подставить 0,07.
помещения исследуемого разряда в одно из плеч интер-
ферометра и подсветки его синхронизированным вспо-
могательным разрядом с очень малой длительностью
свечения;
е) наблюдения распределения пятен, образуемых им-
пульсными разрядами различных длительностей на элек-
тродах;
ж) определения временного хода концентрации час-
тиц и температуры по изменению коэффициента прелом-
ления участка канала, помещенного в одно из плеч трех-
зеркального лазерного интерферометра.
Расширение канала в трубчатых лампах при неболь-
шой емкости питающего конденсатора (длительность
разряда ненамного превышает время его расширения)
экспериментально исследовалось в работах Клупо, Ле-
конта и Эджертона, а также в ряде более поздних ра-
бот. В первых из этих исследований было установлено,
что наиболее нагретая область газа, возникающая обыч-
но около стенки (у места расположения внешнего под-
жигающего электрода), быстро расширяется до тех пор,
пока не заполнит почти всего сечения трубки. Началь-
ная скорость расширения при малой индуктивности кон-
тура, внутреннем диаметре лампы 3,5 мм, начальном
давлении ксенона ро=О,О4 МПа (300 мм рт. ст.) и на-
чальной напряженности электрического поля Ейт
«200 В/см оценивалась 6-Ю4 см/с и возрастала с уве-
личением Ео и уменьшением ро, судя по первоначальным
данным, по закону [скорость — в см/с, Е0/р0 — В/(смХ
ХМПа)]:
.ЁС—12 А. (2-22)
dt Ро
При уменьшении атомного номера газа скорость нес-
колько увеличивается (примерно на 20% при переходе
от ксенона к криптону и от криптона к аргону). Через
приблизительно 5 мкс после зажигания разряда фронт
канала почти доходит до противоположной стенки труб-
ки, прижимая к ней небольшую по сечению (около 10%
сечения трубки) область холодного (несветящегося) га-
за, сжатого до высокого давления. В дальнейшем эта
область с периодом примерно 2,5 мкс то расширяется
так, что сечение канала уменьшается (приблизительно
на 20%), то снова уменьшается до тех пор, пока колеб-
лющаяся граница между горячей и холодной областя-
|ми постепенно не стирается вследствие перемешивания
газа.
При малых энергиях импульса заполнение столбом разряда по-
гости трубки вообще не достигается и светящий столб следует изги-
юам внешнего (спирального) электрода зажигания, оставаясь при-
жатым к стенке [Л.2-25, 2-26]. В этих режимах, как показывает анализ
приведенных в [Л.2-26] фотографий разряда, достигаемый мак-
Рис. 2-7. Покадровая киносъемка светящего столба, рассекаемого
отраженной от стенки трубки ударной волной [Л. 2-28].
Ксенон, 0,04 МПа, Пс=3 кВ, С=100 мкФ, L—20 мкГ, Z=340 мм, d^ — 19 мм;
промежуток времени между кадрами 32 мкс.
(2-23)
симальный диаметр столба йс.мако не зависит от диаметра разряд-
ной трубки и определяется энергией импульса, отнесенной к единице
длины разряда. Для начального давления ксенона ро=О,О4 МПа
(300 мм рт. ст.) эта зависимость выражается как
/С672о\°.4
। “с.макс ~ I j
В общих чертах характер развития канала остается похожим на
описанный и для разрядов при режимах, обычно используемых в
трубчатых импульсных лампах (с большими накопительными кон-
денсаторами и существенно меньшими напряженностями). При ис-
следовании подобных разрядов было также обнаружено [Л.2-27,
2-28] заметное влияние па развитие разряда способа зажигания лам-
пы — при внешнем электроде зажигания, расположенном вдоль обра-
зующей трубки, прямой канал возникает у самой стенки вдоль этого
электрода, а после отражения фронта ударной волны от противопо-
ложной стенки холодная область газа сжимает горячую плазму зна-
чительно сильнее и перемешивается с пей в несколько раз медленнее,
чем при обычно используемом электроде зажигания в форме спира-
ли. Так, в лампе диаметром 19 и длиной 320 мм (давление ксенона
0,04 МПа, емкость конденсатора 2100 мкФ, напряжение питания
2,4 кВ, индуктивность — десятки микрогенри) при спиральном элек-
троде зажигания плазма целиком заполняет трубку через примерно
140 мкс, а при линейном электроде зажигания через 250 мкс остав-
ляет не заполненной еще около 30% ее поперечного сечения. Анало-
гичный процесс сжатия и последующего расширения холодного газа
наблюдается и в направлении оси трубки. Продольные волны сжатия
и расширения распространяются примерно с теми же скоростями, что
и поперечные (несколько сотен метров в секунду [Л.2-29, 2-30], вы-
зывая кратковременные продольные неоднородности яркости канала
(повышение яркости наступает через несколько микросекунд после
максимального уплотнения плазмы). Продолжительность продольных
колебаний плотности зависит от длины трубки и существенно превы-
шает продолжительность колебаний поперечных.
Зависящая от многих факторов (способ зажигания, параметры
питания, размеры и характер наполнения лампы и т. д.) картина рас-
ширения канала — скорость канала — скорость н частота колебаний
Первое отражение
ударной волны
Падающая-----.
ударная волна
Граница
оболочки
Первый Второй '
максимум ма/симум
колебании J
Преломление ударной
Волны, испытавшей
Второе отражение от
противоположной стенки
Движение
границы
канала
Момент
разделения
канала
Стенки
колбы
Граница / Колебания
канала / границы
Преломленная канала
ударная Волна
Движение границы
канала вблизи плоскости,
проходящей через ось трубки
и электрод поджига
Время ----
6)
Рис. 2-8. Динамика развития разряда (ударных волн и светящего
столба) [Л. 2-28].
а — фоторазвертка; б — схематическое изображение процесса.
волн сжатия, распределения яркости и температуры и т. п. [Л.2-27,
2-28, 2-31—2-33]—соответствует представлениям газодинамики.
Благодаря этому возможна, например, оценка температуры плазмы
по скорости распространения в ней звуковых волн. Так, в работе
[Л.2-29] при предразрядной напряженности электрического поля
120 В/см и значительной индуктивности разрядного контура (82 мкГ)
Для скорости звука в плазме получено значение 940 м/с, соответст-
вующее ее температуре 8400 К. При таком «мягком» режиме ско-
рость радиального расширения канала близка к скорости звука в ксе-
ноне при комнатной температуре (177 м/с). Напротив, в «жестких»
режимах плазма в некоторых случаях приобретает тонкую структуру
(нитевидность). Так, в [Л.2-33] при плотности атомов около 1018см~3
и напряженности 150 В/см в полости с прямоугольным поперечным
сечением из-за неустойчивости наблюдалось «двухфазное» горение
дуги, а средняя плотность тока росла с £ за счет увеличения числа
нитей повышенной яркости, температура которых примерно на 15%
превышала температуру фона. В прямой трубке с внешним электро-
дом зажигания, расположенным вдоль образующей, отраженная от
противоположной стенки ударная волна, как видно из рис. 2-7, рас-
секает светящийся столб на два полуцилиндра. Движение различных
Рис. 2-9. Зависимость ди
аметра светящего столба
4(0 (при двух внутрен-
них диаметрах трубки
di) от введенной в раз-
ряд к моменту t энергии
(w(0/Z) [Л. 2-26].
фронтов канала для этого случая со сравнительно мягким режимом
иллюстрировано схемой на рис. 2-8, из которой видно, что средняя
скорость расширения столба ниже скорости ударной волны примерно
в 1,5 раза (при сравнительно большой энергии разряда 15 Дж/см
обе скорости за время первого прохода ударной волны остаются как
бы постоянными). Согласно [Л.2-26], в которой осциллографирова-
лись изменения во времени силы тока i и напряжения на лампе ил
(ксенон, 0,04 МПа) и по формуле для удельной проводимости плаз-
мы, подобной (2-2), определялось изменение во времени диаметра de
проводящего столба, последний сначала расширяется со скоростью,
зависящей только от введенной в него электрической энергии w(t) =
t
= [ 1'ил dt и не зависящей от внутреннего диаметра трубки di, а пос-
Ь
ле достижения 4р=0,7 d}’15 продолжает дальше расширяться значи-
тельно медленнее (рис. 2-9). Ход dc=2 гс со временем описывается
в эти два периода соответственно формулами:
4(0= 1,5 (ш (ОД)0,6; (2-24)
4 (/) = 0,774 (и (О//)0’077. (2'25)
а критическая объемная концентрация выделенной в канале энер-
гии, Дж/см3, при которой расширение канала начинает сдерживаться
влиянием стенок, равна:
4Ц7крМ1 = °>36с/-°’09. (2-26)
На рис. 2-10 представлена сводка экспериментальных
данных, условия получения которых приведены в табл. 2-2,
относительно зависимости скорости свободного рас-
ширения канала (ударной волны и столба) от его дли-
ны в сопоставлении с расчетным графиком, соответству-
Таблица 2-2
Условия измерения в различных работах начальной скорости расширения столба
1 Обозначение । на рис. 2-10 № по списку литературы Метод измерения Газ рс, МПа Св, кг/м3 1, см L, мкГ и„ кВ С, мкФ С£/® п 2
1 [Л.2-20] Фоторазвертка с теневой съем- кой Воздух 0,1 1,3 0,5 2—64 15—20 0,003— 0,25 0,4—28
21 [Л.2-40] Фоторазвертка Аг 0,1—0,48 1,78—8,5 1,0 0,6 2—7 1,1 2,2—13,6
3 [Л.2-41] Растровая ка- мера Хе о,з 17,5 0,3— 1,0 0,2—0,02 2,5—7 0,5 1,5—12,5
4 [Л.2-41] То же Аг о,з 6 0,5 0,2—0,02 4,5—6 0,5 5—9
5 [Л.2-27*. 2-28*] Фоторазвертка Хе 0,04 2,3 20—34 20 3 100 450
6 [Л.2-14-2-16] » Воздух 0,1 1,3 20— 100 1 20—50 30—300 103—105
7 [Л.2-41*] Хе 0,01—0,04 0,6—2,3 8—25 5—96 1—2 600—1000 800—2000
8 [Л.2-41*] Воздух 0,001 0,13 20 2 2—10 50—100 100—1250
9 [Л.2-41] Растровая ка- мера Хе+30% Na 0,09 4,1 0,7 0,2—0,02 5—4,5 0,5 5
Разряд в запаянной кварцевой трубке.
ющим выражению (2- 0). Как видно из рисунка, значе-
ния £>о примерно на 40% превышают соответствующие
(drjdt)o. Здесь же нанесен график усреднения экспери-
ментальных данных в отношении скоростей расширения
столба, соответствующий формуле, немного отличаю-
щейся от выражения (2-20):
drc\
dt /0
390
al \o,25t/g-32
L/ I0'5
(2-27)
Учитывая влияние условий зажигания, оптических
искажений из-за малого радиуса трубки и других неточ-
Рис. 2-10. Зависимость скорости расширения канала от рода и плот-
ности газа, индуктивности питающего контура, 'Uo и I (сводные дан-
ные).
Обозначения точек — см. табл. 2-2 (пунктиром обведены значения начальной
скорости ударной волны, не обведены — скорости фронта столба). Пунктир —
расчетный график по (2-20), сплошная линия — усредненный эксперименталь-
ный график, соответствующий (2-27).
ностей, можно говорить об удовлетворительном согла-
сии между газодинамическим расчетом и эксперимен-
том. Поскольку при расширении столба значительная до-’
ля газа прижимается к стенкам, плотность тяжелых час-
тиц (атомов и ионов) в столбе существенно снижает-
ся по сравнению с первоначальной. Для низких концент-
раций энергии и малых длительностей, при которых dc
до конца разряда остается значительно меньше, чем di,
весь цикл разряда происходит при малой плотности ча-
стиц, что в известной мере определяет низкий излуча-
тельный к. п. д. таких разрядов. Однако и при концент-
рациях энергии, значительно превышающих критическую
[определяемую из (2-26)], а также при больших дли-
тельностях импульса (около ю ° с) значительная доля
газа уходит в холодные заэлектродные объемы и плот-
ность частиц к концу импульса всегда остается мень-
шей (для ламп с /<10 см обычно в 2—3 раза) началь-
ной плотности п0 [Л. 2-5, 2-34, 2-35]. Скорость vy ухода
газа в холодные заэлектродные объемы лампы составля-
ет около 5-104 см/с, что соответствует скорости звука при
усредненной по объему канала температуре газа. Отсюда
можно оценить время установления газодинамического
равновесия ту, которое должно существенно зависеть от
длины I разрядного промежутка [Л. 2-36]:
Z (1 — п^/Пр)
2t>y
(2-28)
ГДС ftoo плотность тяжелых частиц при f->oo.
Для обычных конструкций трубчатых импульсных
ламп отношение заэлектродного объема Уэ к рабочему
объему Ул лежит в пределах 0,04—1, для которых спра-
ведливо приближенное выражение [Л. 2-35]:
^ = 0,65^±Ь^
п0 1 + 4РЭ/РЛ
(2-29)
(упоминаемое в работе [Л. 2-37] «шнурование» разряд-
ного столба при больших давлениях, например,
0,08 МПа при с?г=0,7 см, может влиять аналогично уве-
личению Va).
Из этих оценок следует, что при больших I (свыше
100 см) время установления газодинамического равно-
весия может достигать 10~3 с, а также что максималь-
ное давление, достигаемое по данным [Л. 2-37] во вто-
рой половине вспышки, должно определяться соотноше-
нием Ту и длительности разряда т.
В [Л. 2-36] на основании приближенной оценки
пу?^5-104 см/с из (2-28) выведена формула для. опре-
деления плотности тяжелых частиц пт при длительности
разряда т
П1 , /, Иоо\ 3-10 3 /(1 - Moo/По) zn
— = 1—1-----------ехр----------------------, (4-3U)
«о \ "о / L т
которая согласуется с данными о разрывающих трубку
давлениях, полученных при исследовании нагрузочных
характеристик импульсных ламп (гл. 6).
2-4. Свободное расширение разряда
Большинство экспериментальных материалов под-
тверждает в первом приближении правильность карти-
ны перемещения границ канала, вытекающей из газоди-
намической теории, и возможность использования полу-
ченных на основе теории приближенных формул (2-20)
и (2-27), связывающих начальную скорость расшире-
ния с параметрми разряда. Наблюдаемое различие меж-
ду средними скоростями границ канала и столба не
превышает 50%. В [Л. 2-16], посвященной мощным
разрядам в воздухе, это различие связывается с началь-
ными условиями развития разряда. В условиях экспе-
римента (Z=40 см, WJl=\,2-103 Дж/см, длительность
импульса около 70 мкс) оно остается минимальным
(10%) при крутизне нарастания_тока (приблизительно
определимой выражением Д/КLC, где /п — пиковая
сила тока) >1,4-1010 А/с и достигает 60% при/ц/ LC—
=0,2-1010 А/с (для шаровых импульсных ламп IafYLC
обычно лежит в пределах 1010—1011 А/с, а для трубча-
тых— не превышает 108 А/с).
Вместе с тем ряд данных о параметрах плазменно-
го столба не подтверждает существования высоких гра-
диентов плотности и температуры, которые вытекают из
газодинамической теории (см. рис. 2-5). Это означает,
что характеристики столба не могут рассчитываться без
учета процессов, не принимаемых во внимание этой
теорией.
Расширяющиеся границы фронта ударной волны,
оболочки и проводящего столба видны из рис. 2-11. По-
добные снимки позволили Гегечкори, Мандельштаму,
Долгову, Ванюкову и др. [Л. 2-20, 2-24, 2-38, 2-39] от-
метить следующие качественные особенности расшире-
ния ударной волны и «оболочки», согласующиеся с га-
зодинамической теорией и вместе с тем дополняющие
ее выводы:
а) оболочка не представляет собой поверхности раз-
рыва, так как ее скорость может быть как выше, так и.
ниже скорости звука;
б) оболочка разрушается через несколько десятков
микросекунд после начала разряда, вследствие того что
к этому времени давление газа на оси, равное около 0,5
давления на фронте, становится более низким, чем на-
чальное давление, и начинается приток газа к оси ка-
нала;
в) при затухающем колебательном разряде наблю-
даются вторичные ударные волны, вызванные повтор-
Рис. 2-11. Образцы фоторазверток (а) и интерферограмм (б), полу-
ченных по методу Теплера [Л. 2-20, 2-24].
1— фронт ударной волны; 2 — оболочка; 3— столб разряда; 4—вторичные
Ударные волны. Воздух, 0,1 МПа. 0,25 мкФ; а— £/<>=15 кВ; I — L—2 мкг; II
£=12 мкГ; /// — £-64 мкГ; б — 1/о=1О кВ, £=2 мкГи, /?6=6 Ом, снимки про-
изведены вдоль канала через 3, 8 н 15 мкс после начала разряда.
ными выделениями энергии в столбе при каждом полу-
периоде тока. Эти волны как бы исходят из оболочки,
так как внутри оболочки они невидимы из-за малой
плотности газа и большой скорости ударных волн;
г внутри .оболочки имеются сравнительно холодная
зона с невысокой ионизацией газа и сильно нагретая,
высокоионизированная зона (столб разряда), расшире-
ние которой резко замедляется в момент первого мак-
симума тока (по-видимому, после отрыва ударной вол-
ны от столба ее питание выделяющейся в канале энер-
гией продолжается за счет малых возмущений, скорость,
распространения которых превышает скорость фронта
ударной волны D). Менее нагретая зона обладает рез-
кой внешней границей (совпадающей с оболочкой). Она
испускает, главным образом, дуговые инфракрасные ли-
нии спектра, как чисто поверхностный излучатель (яр-
кость ее одинакова по всему сечению и не меняется при
колебаниях тока). Расширение ее продолжается в тече-
ние нескольких периодов колебаний тока. Граница меж-
ду менее нагретой и высокотемпературной зонами вы-
глядит размытой (это объясняется либо убыванием
плотности тока у края столба, либо значительной глу-
биной светящегося слоя). Горячая зона-испускает глав-
ным образом видимый и коротковолновый сплошной
спектр, соответствующий в зависимости от объемной
концентрации электрической мощности и рода газа яр-
костной температуре (20—50) • 103 К- Интенсивность из-
лучения горячей зоны заметно увеличивается в моменты
максимумов тока. Расширение горячей зоны (столба)
заканчивается после одного-двух колебаний тока;
д) наблюдается гашение и увеличение яркости от-
дельных областей столба при местных сжатиях в этих
областях, вызванных, например, фокусировкой отра-
женных волн от стенок шарового разрядного баллона,
наложением ударной волны, идущей от вспомогательно-
го разряда, или действием магнитных сил после умень-
шения плотности газа.
Измерения скорости фронта ударной волны в раз-
личных условиях позволяют произвести количественное
сравнение выводов газодинамической теории с экспери-
ментом. На рис. 2-12 приведены графики изменения во
времени скорости ударной волны в воздухе при атмос-
ферном давлении для различных режимов разряда, на
рис. 2-13 — подобные же графики для различных газов,
а также для воздуха при различных давлениях. Пункти-
ром на рис. 2-13 показаны некоторые соответствующие
графики, рассчитанные по формулам газодинамической
теории с использованием данных об электрической мощ-
Рис. 2-12. Зависимость временного хода D от параметров питания.
Воздух, 0,1 МПа.
/ — £=2 мкГ; 2 — £=12 мкГ; 3 — L=64 мкГ (для всех трех кривых 0=0,25 мкФ,
{7п=15 кВ); 4—1/q=15 кВ; 5— (7о=20 кВ (для обеих кривых £=2 мкГ, С=
^0?01 мкФ) [Л.2-20].
Рис. 2-13. Зависимость временного хода D от рода и давления газа.
Сплошные линии — экспериментальные данные, пунктир — расчетные графики.
А=2 мкГ, С-0,25 мкФ, £7О=15 кВ. / —р0=0,026 МПа; 2 — ро=0,1 МПа; 3 — Ро-
—0,3 МПа (все кривые для воздуха); 4—Аг; 5 — Н2 (для обеих кривых ро
=0,1 МПа; кривые 2а, 26 вычислялись с учетом потерь на излучение верного
тела с размерами, равными размерам столба при температурах 15-10 и zu-iu к
] Л.2-201.
ности. На рис. 2-14 представлены сводные данные раз-
ных авторов об измерениях начальной скорости расши-
рения столба разряда, практически совпадающей с на-
чальной скоростью фронта ударной волны. Эти данные
получены различными методами в условиях, охаракте-
ризованных в табл. 2-3. Они сведены в общий график
Рис. 2-14. Зависимость начальной скорости расширения канала D от
рода и плотности газа, индуктивности питающего контура, I и UD
(сводные данные). Обозначение точек — см. табл. 2-3. Пунктир —
расчетный график по (2-20), сплошная линия — ориентировочный
усредненный экспериментальный график.
с учетом зависимости (2-20), в которой индуктивность
(отнесенная к промежутку длиной 1 см) взята в качест-
ве независимого аргумента. На этом же рисунке пунк-
тиром показан ход зависимости (2-20), а сплошной ли-
нией-— аналогичная зависимость с измененным коэффи-
циентом (440 вместо 325), могущая рассматриваться
как ориентировочное усреднение экспериментальных
данных.
Несмотря на большой разброс точек относительно
расчетного графика, естественный из-за различия мето-
дик измерений и приближенного вывода формулы (2-20),
вид рис. 2-14, так же как и графики увеличения со вре-
менем диаметра столба различных разрядов, приведен-
ные на рис. 2-15, позволяет считать, что намеченные те-
Таблица 2-3
Условия измерения различными авторами начальной скорости расширения канала Do и максимального
радиуса столба гмакс (1—20 — см. [Л. 2-1], 21—[Л. 2-41])
Обозначение на рис. 2-11 и 2-18,а Метод измерения Газ рс, МПа кг/м3 1, мм L, мкГ U9, кВ С, мкФ 2
1 Воздух 0,1 1,3 8,4 0,01 20 0,005 1
2 Киносъемка ЭОП Аг 0,44 7,8 2 0,15 6 0,57 10,2
3 Фоторазвертка с теневой съемкой Воздух 0,1 0,026 1,3 0,35 5 2—64 15—20 0,0035— 0,25 0,4—0,28
4 То жр 5 2 15 0,25 28
5 0,3 3,9 5 2 15 0,25 28
6 » Аг 0,1 1,78 5 2 15 0,25 28
7 » Н2 0,1 0,09 5 2 14 0,25 28
8 9 Фото раз вертка » Аг Воздух 1,1—1,7 0,1 19,5—30 1,3 7—11,2 11 0,36 3,5 10—14 10—35 0,1—0,2 0,06 5—20 3—40
10 » » 0,033 0,43 11 3,6 11 0,06 3,6
11 » н2 0,1 0,09 11 3,6 17 0,06 8,7
12 Растровая камера Хе+Н2 о,з 15 5 0,02—0,3 5-7 0,005—0,1 0,05—2,5
13 То же Кг+Н2 0,3 10 5 0,12 7 0,1 2,5
14 » Аг+Н2 0,3 4 5 0,12 7 0,1 2,5
15 Развертка ЭОП Воздух 0,1 1,3 2,3 0,37 14 0,1 10
16 Развертка ЭОП Хе 0,4 23 6 0,35 24 0,1 29
17 Фоторазвертка Кг 0,2 8 10 0,66 8 4 128
18 » Кг 0,4 16 10 0,65 4—8 0,1 0 т 8—3, £
19 » Кг 0,6 24 10 0,65 8 4 128
20 Аг 0,1—0,48 1,78—8,5 10 0,6 2—7 1,1 2,2—13,6
21 Растровая камера Хе 0,3 17,5 5—7 0,2—0,02 4,5 0,5 5
орией зависимости D от различных параметров находят
удовлетворительное качественное и количественное под-
тверждение в обширном экспериментальном материале
(еще убедительнее это выглядит, если рассматривать
Рис. 2-15. Расширение диаметра светящего столба (1^1 см, ю0Д«
«10 Дж/см). Цифрами на графиках обозначены (drjdt)^ км/с.
а — [Л 2-20], 15 кВ, 0,25 мкФ, /=5 мм; 1 — Н2, 0,1 МПа; 2 —Аг, 0,1 МПа; 3 —
воздух, 0,025 МПа; 4 —воздух, 0,1 МПа; 5 —воздух, 0,3 МПа; 1—5—2 мкГ;
S — воздух, 0,1 МПа; 12 мкГ; 7 —воздух, 0,1 МПа, 64 мкГ; б—[Л.2-40],
109 мкФ, 0,6 мкГ, 1=10 мм, аргон; 7 — 0,1 МПа, 5 кВ; 2 — 0,1 МПа, 2 кВ;
3 — 0,48 МПа, 7 кВ; 4 — 0,48 МПа, 5 кВ; в— [Л.2-41], 0,5 мкФ, 1=5 мм; 1 —
Аг 0,32 МПа, 0,02 мкГ; 2 —Аг, 0,3 МПа, 0.2 мкГ; 3, 4 —Хе, 0,3 МПа, 0,2 мкГ;
5 — Аг 4- 30% Ns, 0,1 МПа, 0,02 мкГ; 6 — Хе + 30% N2, 0,091 МПа, 0,02 мкГ;
7—3, 5, 6 — 4,5 кВ; 4 — 2,5 кВ.
расположение экспериментальных точек одного и того
я<е автора для одного газа).
Точно так же рис. 2-12 и 2-13 показывают, что:
а) в соответствии с газодинамической теорией умень-
шение емкости питающего конденсатора не влияет на
начальную скорость расширения и сказывается только
на более быстром убывании D со временем (см. рис.
2-12, кривые 1 и 4\,
б) общий вид экспериментальных и расчетных гра-
фиков достаточно близок (особенно с учетом излучения)
для того, чтобы можно было говорить об удовлетвори-
тельном согласии приближенных теоретических формул
с экспериментом.
Для использования приведенных сведений в приближенных рас-
четах полезно отметить также следующие закономерности, вытекаю-
щие из рис. 2-11,а и 2-15: при сравнительно больших емкостях пи-
тающих конденсаторов (С^1 мкФ) в ходе выделения основной доли
электрической энергии (до половины первого полупериода тока) ско-
рость ударной волны остается практически постоянной (ее диаметр
пропорционален t), а скорость расширения высокоионизиров энного
столба разряда снижается незначительно (для разрядных промежут-
ков длиной около 1 см г с пропорционален /°’7); после окончания вы-
деления энергии практически при Z«2,6 УLC) затухание скорости
ударной волны происходит в соответствии с газодинамической теори-
ей (ее диаметр становится пропорциональным <°-5), а конец расши-
рения столба (достижение гМакс) наступает к моменту t= (44-5)угйС.
Другой вид количественной проверки теоретического
расчета скорости ударной волны D был осуществлен в
[Л. 2-24] путем определения изменения показателя
преломления и соответственно плотности по смещению
интерференционных полос интерферометра, в одном из
плеч которого располагался разрядный промежуток (из-
мерения производились в менее нагретой зоне вблизи
фронта, для которой можно, пренебрегая ионизацией и
диссоциацией, пользоваться обычной зависимостью меж-
ду показателем преломления и плотностью газа). Зна-
чения бф, полученные из эксперимента (рис. 2-16), мож-
но с помощью формул (2-16) пересчитать на соответ-
ствующие значения рф и D. Так, наиболее высокое зна-
чение бф, которое удалось зафиксировать в соответствии
с точностью данного метода при t < 1 мкс, было равно
8 б0 (наибольшее теоретическое значение при рф^>ро
для воздуха бф = 10,1 бо). Соответствующие значения
Давления и скорости фронта: рф = 3,8 МПа, D == 1,8
км/с. Результаты подобного подсчета значений D на ос-
Таблица 2-4
Значения D, км/с, в разные моменты времени после начала разряда
в воздухе (атмосферное давление, U0=15 кВ, С=0,25 мкФ,
£ = 2 мкГ), полученные разными путями
Вид измерения t, мкс
1 1,7 2,9 5,8 9,8
Прямые измерения 1,5 1,29 0,9 0,57 0,5
Измерения бф 1,75 1,28 0,88 0,57 0,49
Измерения w(t) 1,65 1,4 — — —
Рис. 2-16. Графики
экспериментального
(сплошные линии) и
расчетного (точки)
радиальных распреде-
лений плотности воз-
духа в различные мо-
менты времени (в
микросекундах);
10 кВ, 0,25 мкФ,
2 мкГ, 0,1 МПа
[Л. 2-24]. Стрелками
показаны положения
оболочки.
нове результатов интерферометрических измерений в
различные моменты времени сопоставлены в табл. 2-4
с прямыми измерениями D с помощью зеркальной раз-
вертки и со значениями D, вычисленными по формуле
(2-11) на основе измеренной электрической мощности
разряда (без учета излучения).
Эта таблица также свидетельствует об удовлетвори-
тельном согласии приближенной теории с эксперимен-
том.
Наконец, данные о радиальном распределении газа
в различные моменты времени типа приведенных на
рис. 2-16 сопоставимы с соответствующими теоретичес-
кими данными. Результаты теоретического расчета хо-
да 6 в момент /=1 мкс [по первой формуле (2-9)] и в
момент £=2,9 мкс [по второй формуле (2-9)] в пред-
положении о справедливости для менее нагретой зоны
обычного уравнения состояния р ~ 2?О67' и о постоянстве
в этой зоне температуры покаааны на рис. 2-16 точками.
Эта проверка также удовлетворительно подтверждает
методы расчета явлений на фронте ударной волны, ос-
нованные на газодинамической теории.
Значительно более трудным является сопоставление
теории с данными о высокотемпературной зоне — столбе
разряда. Граница столба после ее отделения от фронта
ударной волны, как уже указывалось, имеет нерезкий
характер, из-за чего данные различных авторов о позд-
Рис. 2-17. Развитие фронта ударной волны (/) и границы «горячего»
столба (2) мощного разряда в воздухе при 0,1 МПа [Л. 2-14], ини-
циированного взрывом тонкой проволочки, 1=67, 30 мкФ, 1 мкГ,
50 кВ. Сплошные линии — эксперимент, пунктир — автомодельная
теория.
них стадиях расширения столба существенно расходят-
ся, сильно завися от выбранного критерия границы
(например плотности фотографического почернения).
Данные экспериментов свидетельствуют о том (см.
рис. 2-15), что временной ход границы столба гс при
относительно большой емкости питающего конденсато-
ра (С/До» 10 4 мкФ/B) близок к t0’7, а при еще большей
(С/До^Ю-3 мкФ/B) — к линейной зависимости от t
(рис. 2-17).
Удобнее всего расширение столба характеризовать
его начальной скоростью, практически совпадающей со
скоростью ударной волны и радиусом столба гс.макс после
«)
Рис. 2-18. Сводные графики зависимости от энергии импульса радиу-
са светящего столба разряда.
а — максимального (X—строка 1 в табл. 2-3, данные из работы Flo-
wers J. W. Phys. Rev, 1943, vol, 64, p. 225, обозначение остальных точек
такое же, как на рис. 2-14); 1, 2, 3 —воздух, соответственно 0,1, 0,03 и 0,3 МПа;
4, 5 —Аг, 0,1 и 0,3—1,1 МПа; в, 7, 8 — Хе с примесью Н2, 0,3 МПа, L соот-
ветственно 0,02, 0,12 и 0,3 мкР; 9 — Кг с примесью Н2, 0,3 МПа, 0,12 мкР; 10,
11, 12 —Кг, 0,2, 0,4 и 0,6 МПа, 0,6 мкГ; 13 — Н2, 0,1 МПа; 14 — Хе, 0,3 МПа,
0,2 мкГ [кривая 1 также соответствует формуле (2-31)1; б — гс в момент 1=
=2.6 VTC, 0,5 мкФ, 0,2 мкГ, Z=5 мм; 1 — Хе, 0,3 МПа; 2 —Аг, 0,32 МПа;
3 — Хе + 30% N2, 0,091 МПа; пунктиром обведены точки для зависимости
0,4
г с макс от (соответствующие точкам /); линия — функция IV'q .
его максимального увеличения. Характерной величиной
может служить радиус столба гс в момент /=2,6^10,
соответствующий прекращению выделения основной до-
ли энергии в разряде. Сводные данные о влиянии на
Гс.макс условий разряда, собранные из работ многих авто-
ров (табл. 2-3), представлены на рис. 2-18 в виде гра-
фиков зависимостей гс-мъкс и г'с от энергии питающего
контура. Как видно из этого рисунка, несмотря на раз-
личия экспериментальных методик и критериев границы
столба, точки на графиках ложатся достаточно кучно
для того, чтобы можно было наметить общую зависи-
мость Гс.макс от параметров. Наиболее сильно на гс.макс
влияет энергия IFq. Для воздуха при атмосферном дав-
лении может быть принята эмпирическая формула
Гс.маКс=0,05 (2-31)
(г — в сантиметрах, С — в микрофарадах; Uo— в кило-
вольтах). Зависимость г' от энергии оказывается подоб-
ной (2-31).
Уменьшение давления газа и индуктивности разряд-
ного контура почти на порядок приводит к увеличению
Гс.макс только на 15—30%- Емкость и напряжение в
отдельности (при постоянстве ТГо) почти не влияют на
гс.макс- О влиянии рода газа говорить трудно из-за раз-
личий в характере свечения и прозрачности столба на
поздней стадии расширения канала. Так, при одинако-
вых параметрах граница канала разряда в аргоне силь-
но размывается и диаметр столба оказывается меньшим,
чем в ксеноне и криптоне, расширяющихся вначале зна-
чительно медленнее (аналогичной причиной, вероятно,
объясняется существенное отличие кривых 10—12 от
прочих данных на рис. 2-18). Столб разряда в водоро-
де настолько нестабилен, судя по фотографиям полу-
ченным с помощью ЭОП [Л. 2-19], что уже через 1—
1,5 мкс вообще нельзя говорить о его диаметре (воз-
можно, это объясняется действием магнитного поля).
Положение графиков.для разных газов на рис. 2-18
все же показывает, что различие соответствующих зна-
чений Гс.макс не слишком велико (не превышает 60%
при прочих равных условиях). Формула (2-31) может
быть, таким образом, распространена в качестве оценоч-
ной на практически встречающиеся условия разряда.
Рис. 2-19. Радиальные (а) и временные (б) зависимости плотности
в/б0, давления р, температуры Т, концентрации электронов пе в иони-
зированном столбе длинной воздушной искры (0,1 МПа, Z=50 см)
[Л. 2-12].
Если в нее вместо коэффициента 0,05 подставить коэф-
фициент 0,065, то отклонения фактических значений
бс.макс от рассчитанных не будут, как правило, превы-.
шать 20—25%.
Имеющиеся экспериментальные материалы позволяют, помимо
данных о границах столба, составить некоторое суждение о его внут-
ренних характеристиках. Обработка интерферограмм, подобных при-
веденным на рис. 2-11,6, позволила в [Л.2-24] произвести грубую
оценку плотности газа во внутреннечасти столба (путем вычита-
ния из общей массы возмущенного газа количества газа, сосредото-
ченного в сравнительно холодной зоне большой плотности), а также
соответствующую концентрацию электронов (по отрицательной вели-
чине р.— 1, где р — измеренный показатель преломления). В резуль-
тате были получены примерно равные концентрации атомов и элек-
тронов (около 1017 см-3), приблизительно постоянные на всем сече-
нии горячей части столба. Подтверждение этого вывода означало бы,
что вытекающие из чисто газодинамической теории весьма высокие
(все увеличивающиеся по мере приближения к оси) градиенты плот-
ности и температуры в столбе (см. рис. 2-5) на самом деле отсут-
-ствуют или значительно меньше, чем на границе столба. Выравнива-
ние плотности и температуры естественно было бы в этом случае
связать с процессами диффузного типа, включая лучистую теплопро-
водность.
В пользу отсутствия больших градиентов плотности и темпера-
туры говорят также теоретические и экспериментальные материалы,
представленные в [Л. 2-12], где излагается упомянутая выше модель
расширяющегося плазменного столба на основе аналогии с процес-
сами вспышки горючих газов (рис. 2-19). Согласно этой модели ско-
рость расширения столба всегда меньше скорости звука в окружаю-
щей его оболочке, температура внутри которой равна (10—15)-103К.
Граница столба представляет собой поэтому как бы проницаемый
поршень, энергия которого передается фронту ударной волны через
оболочку канала звуковыми волнами (их скорость для воздушной
искры составляет около 1,5—2 км/с, т. е. сравнима со скоростью
фронта ударной волны). Из рис. 2-19 видно, что распределение б и
Т по сечению столба не имеет больших градиентов.
Эти выводы, однако, трудно увязываются с результатами работ
Соммервелла и других, посвященных изучению пространственно-вре-
менного распределения пятен на аноде импульсного разряда (воздух,
Ро~О,1 МПа, I — несколько миллиметров). В названных опытах анод
покрывался изолирующей пленкой, на которой в ходе разряда накап-
ливались электроны до тех пор, пока не происходили местные пробои
диэлектрика, после чего анодное падение «фокусировало» приходя-
щие электроны в «дырки», вызывая их расширение и оплавление ме-
талла. Положение и размер пятен позволили судить об электрической
проводимости прилегающей части столба. Авторами было установле-
но, что в период расширения канала сначала образуются «дырки»
около оси, которые позднее перестают функционировать как бы
вследствие уменьшения проводимости плазмы в этой области, и в то
же время образуются новые «дырки» ближе к периферии столба.
Скорость радиального перемещения пояса «действующих дырок» со-
гласуется в течение первой десятой доли микросекунды с расчетны-
ми значениями D газодинамической теории [формулы (2-11), (2-17)],
что по мнению авторов этих работ, подтверждает представление о
соответствии мгновенного положения «дырок» проводящей зоне стол-
ба. Подтверждение существования «полой» зоны около оси столба
говорило бы о том, что распределения плотности газа и температуры
внутри столба имеют значительные градиенты.
Таким образом, вопрос о распределении плотности и температу-
ры внутри столба свободно расширяющегося разряда и в связи с
этим о роли внутри столба физических процессов для различных ти-
пов разрядов, не учитываемых газодинамической теорией, требует
дальнейшего изучения.
2-5. Яркость свободно расширяющегося разряда
С точки зрения использования расширяющегося раз-
ряда в качестве импульсного источника света основны-
ми характеристиками являются яркость Lv(f) [спект-
ральная плотность яркости Лех(7)] и размеры столба —
его длина I и радиус гс (/) = JЗная связь
о
Lv(t) и rc(t) с характеристиками разрядного контура
(Uq, С, L, I, а также с давлением и родом газа,
можно было бы рассчитать пиковые энергетическую си-
лу света 1т или силу света 7П, излучаемую энергию
Qe=Q37enT(Qs» 1Оср — эквивалентный телесный угол,
т — эффективная длительность вспышки на уровне око-
ло 35% 1еп или 1П) или световую энергию Q=Q37nT,
к. п. д. источника т] — Qe/Wo или его световую отдачу
T]»=Q/Wo (см. гл. 5).
Если столб излучает как черное тело, то пользуясь
формулой Планка и кривой относительной спектраль-
ной световой эффективности, можно для интервала тем-
ператур (20—70) • 103 К получить график яркости, доста-
точно точно отображаемый удобным выражением:
Lv ^5,9-1(Г3 (Т — 8300) Гкд/м2. (2-32)
Спектральная плотность яркости определяется пока-
зателем поглощения и температурой плазмы. Для
однородного оптически плотного объема (2гсхх^2,3)
она равна яркости черного тела, а для оптически проз-
рачной плазмы (2гсхк^0,35) она приближенно равна
яркости черного тела, умноженной на 2гсик.
Однако теоретические оценки излучательных харак-
теристик столба являются еще более проблематичными,
чем оценки связанных с ними динамических характерис-
тик расширяющегося разряда.
Яркость и яркостная температура свободно расширяющегося
разряда исследовались в работах Ванюкова, Мака, Вульфсона, Чар-
ной, Фишера и др. [Л. 1-68, 2-42-—2-48]. Основными методами яв-
лялись:
а) фотоэлектрическое и фотографическое измерение временного
хода спектральной яркости
б) фотоэлектрическое измерение временного хода яркости Lv при
использовании приемника с исправляющим поглотителем.
Имеющийся в литературе материал позволяет составить следую-
щую общую картину зависимости яркости от различных параметров.
Максимальная во времени и пространстве яркость L„ при боль-
ших напряженностях электрического поля (от нескольких сотен В/см)
и давлениях 13 кПа (100 мм рт. ст.) и более увеличивается при по-
вышении концентрации электрической мощности (повышении напря-
жения питания UQ, а также снижении индуктивности и расстояния
между электродами) лишь до
определенного предела. Такое же
явление насыщения яркости на-
блюдается при повышении давле-
ния наполняющего лампу газа pQ.
'Полученное путем изменения ка-
кого-либо одного параметра зна-
чение яркости насыщения L„Hac
|может дополнительно возрастать
при изменении других параметров
в направлении повышения концен-
трации мощности в столбе разря-
да, а затем перестает зависеть и
от них. Достигнутая при этом мак-
симальная яркость Lv нас = Lv абс
характерна для данного газа как
предельная. Lv а6с тем больше,
чем меньше атомная 'масса газа,
но для более тяжелых газов до-
стижение £„ нас и Lv абс наступает
при параметрах контура, соответ-
ствующих меиьшей концентрации
мощности. Рассчитанные по значе-
ниям /.„абс яркостные температу-
ры оказываются близкими к зна-
чениям температуры плазмы, опре-
деляемым по спектральной плотно-
сти яркости в различных участках
спектра. Насыщение /.^раньше на-
Рис. 2-20. Зависимость пико-
вой спектральной яркости Le./t
Вт/(см2-нм-ср), разряда в ар-
гоне от индуктивности L.
0,4 МПа, 0,011 мкФ, 12 кВ.
/,=468 нм; 2 — 554 нм; 3 —
652 нм; 4 — 723 нм; 5 — 887 нм.
ступает в более длинноволновой
части спектра.
Описанная картина иллюстри-
руется рис. 2-20 и 2-21 и табл. 2-5
и 2-6. В последних приняты обо-
значения: Lv абс — предельная яркость, оцененная по формуле (2-34)
(см. ниже), Тьвбс—соответствующая ей яркостная температура,
и Um — потенциалы первой и второй ионизаций газа, А— атом-
ная масса.
На рис. 2-22 приведена пространственно-временная картина рас-
пределения яркости в режиме, обеспечивающем ее насыщение в ша-
ровой импульсной лампе, конструктивно подобной лампе ИСШ100-3.
Приведенные на нем данные получены при изображении разряда,
Увеличенном примерно в 15 раз, и при размерах входной щели при-
бора для измерения яркости 4X4,7 мм (уменьшение ширины щели
До 2 мм не влияет на измеренные значения яркости).
Из этого рисунка видно, что участок столба около катода имеет
увеличенную ширину и несколько пониженную яркость (во втором
полупериоде более широкая и менее яркая части столба прилегают
Таблица 2-5
Примеры режимов достижения абсолютных яркостных температур
Газ По данным Ванюкова, Мака и др. По данным Парной и др. По данным Кирсанова и др.
Пример режи- ма с, мкФ ^абс’ Г кд/м2 ^Дабс, 103 К Пример режи- ма с, мкФ ^t/абс’ Гкд/м2 -ГДабс» 103К Пример режи- ма с, мкФ ^t/абс’ Гкд/м2 ^Дабс, Ю5 к
Ро. МПа UJL, 10« А/с р0, МПа 10’= А/с Ро. МПа UJL, 10’= А/с
Гелий 3,1 1 0,2 370 71 \ — — — — —• — — —
Азот 0 3 1,1 0,1 320 62 0,2 0,02 — 205 45 0,36 0,09 2 250 52
Неон — — —- — — 0,25 0,03 — 186 41,5 — —- — — —
Аргон 0,3 0,3 0,2 220 46 0,6 . 0,01 4 140 34 0,4 0,1 2 195 42,5
Криптон — —• — — — 0,6 0,007 4 115 30 0,3 0,03 0,5 150 34
Ксенон — — — но 29 0,6 0,006 4 90 25 0,3 0,015 0,5 125 31
Воздух 0,1 0,8 0,1 170 38 0,3 0,02 0,2 ' 180 40 0,32 0,09 2 190 41,5
72% Хе и 28% N2 — — — — — — — — — — 0,092 0,2 0,5 190 41,5
86% Ne и 14% N2 — — — — — — — — — — 0,26 о,н 2 230 48
Таблица 2-6
Связь между атомными константами и £Мбс для разных газов
Род газа А Uli- в viII’ в Воабс’ Гкд/м- 1 Z-абс, 103К
Хе 131 12,1 21,2 126 29,5
Кг 83,8 13,9 24,6 146 33
Аг 39,9 15,7 27,6 187 40
~~ Ne 20,2 21,5 41 236 48,3
n2 14 14,5 29,6 257 51,8
Не 4 24,5 54,4 400 75,3
Рис. 2-21. Зависимость пиковой Le^, Вт/(см2-нм-ср), разрядов в раз-
личных газах от р0 и 'Uq; С=0,2 мкФ, L—0,8 мкГ.
Сплошные линии — >.=500 нм, пунктир 900 нм; / — Хе; 2 — Кт; 3 — Аг; .4— •
3 — Не; 6 — О2; 7 — N2; U„ (при варьировании Ро) — До'26 кВ, ро (при Р
рованни Uq)—0,2 МПа (77 — 0,3 МПа).
К правому электроду, который в это время становится катодом; гла-
зу, усредняющему картину, канал представляется несколько сужен-
ным в средней части). Увеличение индуктивности с 0,09 до 0,2 мкГ
несколько снижает крутизну фронта нарастания яркости и требует
для насыщения яркости повышения напряжения. Для чистых газов
уменьшение атомной массы приводит к возрастанию предельной яр-
кости и крутизны фронта. Вместе с тем применение смеси ксенона с
азотом со средней атомной массой примерно 80 (ро~О,1 МПа) по-
зволяет получить более высокие dLv/at и Lv, чем при чистом аргоне
Рис. 2-22. Картина распределения яркости Lv в шаровой импульсной
лампе с диаметром колбы 26 мм и /=5 мм.
а — вид столба в момент первого (сплошная линия) и второго (пунктир)
максимумов тока (в середине — изображение в том же масштабе входной ще-
ли при измерении яркости; указана полярность электродов при первом мак-
симуме тока); б — осциллограммы яркости в середине столба при UG, соот
ветствующих достижению AyHac ; в и г — распределения Lv вдоль продольной
и поперечной осей; 1— Хе, 0,3 МПа, 2,5 кВ, 0,5 мкФ, 0,2 мкГ (/'— 0,15 МПа);
2— 1<г (параметры те же); 3 — Аг (5—7 кВ, остальные параметры те же, пунк-
тир—0,09 мкГ); 4 — смесь 66 кПа, Хе + 26 кПа N2 (параметры те же).
(ро=О,3 МПа). При напряжении, превосходящем требуемое для на-
сыщения яркости, график поперечного распределения приближа-
ется к П-образному, что указывает на значительную оптическую тол-
щину столба. На рис. 2-23 приведены типичные зависимости пиковой
яркости столба от параметров (для снижения индуктивности до
0,02 мкГн использовались лампы с дисковыми впаями [Л.2-45]).
На рис. 2-24 и 2-25 приведены зависимости от атомной массы
Дабе и напряжения питания, при котором пиковая яркость достигает
90% предельной (действующие значения ро и А для молекулярных
газов принимались с учетом диссоциации молекул, для смесей А рас-
считывалось как среднее значение также с учетом диссоциации).
fl)
Рис. 2-23. Зависимость пиковой яркости от напряжения питания;
/=5 мм.
и —0,2 мкГ; 6 — 0,02 мкГ; / — Хе, 0,3 МПа, 0,4-0,5 мкФ; 2 —Хе, 0,066 МПа,
0,4—0,5 мкФ; 3 —Аг, 0,4 МПа, 0,4—0,5 мкФ; 4 —Хе + 30% N2, 0,092 МПа,
0,4—0,5 мкФ; Б — то же, 2 мкФ; 6 — Ns. 0,3—0,35 МПа, 2 мкФ; 7 — то же,
0,1 мкФ; 3 —1<г, 0,3 МПа, 0,5 мкФ; 9 — воздух, 0,1 МПа, 2 мкФ [JI.2-44J.
Рассмотрение экспериментальных данных позволяет сделать сле-
дующие выводы:
а) Величину С!в,в, характеризующую достижение состояния, близ-
кого к насыщению яркости (90% Ьтабс). можно связать (рис. 2-25)
с основными параметрами выражением
(L —в генри, С — в фарадах, р0— в мегапаскалях, I — в милли-
метрах).
Рис. 2-24. Зависимость предельной яркости L„ авс от атомной мас-
сы А
Кружки — [Л.2-44], треугольники — [Л.2-43], треугольники с точкой—[Л.2-42];
/ — воздух, 0,1 МПа; 2 — Ne (0,3 МПа) + N2 (0,025 МПа); 3 — Кг
(0,060 МПа) + Ns (0,025 МПа); 4 — Хе (0,066 МПа) + N2 (0,025 МПа); осталь-
ные точки — чистые газы; линия — график зависимости (2-34).
Рис. 2-25. Зависимость напряжения
77о,8 от атомной массы.
Кружки с точкой — Аг (0,08 МПа) + Na
(0,025 МПа), остальные обозначения точек,
как на рис. 2-24. Линия — график зависи-
мости (2-33).
б) Зависимость предельной ярко-
сти (Гкд/м2) от атомной массы для
чистых газов удовлетворительно опи-
сывается эмпирической формулой
/-аабс = 640Л-1/3. (2-34)
Общепризнанного объяснения на-
сыщения яркости свободно расши-
ряющегося разряда пока не выработано. Ряд экспериментов, сви-
детельствующих об отсутствии достижения сплошным фоном излу-
чения яркости черного тела (отсутствии самообращенных линий ио-
низированных атомов), о равенстве яркостей, наблюдаемых с торца
и перпендикулярно оси капиллярного разряда, об отсутствии градиен-
тов температуры в столбе при измерениях интерференционным мето-
дом, а также о равенстве яркостных температур, оцениваемых по
спектральным плотностям яркости в различных спектральных интер-
валах (достигающих насыщения, как уже говорилось, в режимах воз-
растающей жесткости по мере уменьшения длины волны), казалось
бы, позволяет характеризовать состояние плазмы единым значением
температуры (по крайней мере, при прозрачной плазме). Рост ярко-
сти с ростом концентрации мощности происходит за счет повышения
«черноты» столба при практически неизменной, предельной для дан-
ного газа температуре ГКр, которая достигается при сравнительно
малых концентрациях мощности (£/о<О,5 UDiB), что согласуется со
слабой зависимостью температуры плазмы от плотности тока / и од-
новременно сильной зависимостью коэффициента поглощения и от
Т [Л.2 5, 2-23, 2-49]. Это объясняет широкое варьирование излучае-
мой мощности и яркостной температуры при малом изменении темпе-
ратуры плазмы (следует оговорить, что вопрос о корректности ис-
пользования понятия «температура плазмы» применительно к быстро
расширяющемуся столбу требует уточнения в каждом отдельном
случае с точки зрения наличия термодинамического равновесия).
В таком случае насыщение яркости должно связываться с достиже-
нием яркости черного тела, что выполняется при 2 гсхср>2,3. От-
сутствие дальнейшего роста температуры плазмы можно было бы
при этом предположительно объяснить настолько значительным уве-
личением ее эффективной теплоемкости, что существенное превыше-
ние Ткр оказывалось бы практически недостижимым.
В некоторых работах, например [Л.2-47], насыщение, однако,
объясняется запиранием излучения в столбе непрозрачным наружным
слоем с более низкой температурой. К аналогичному предположению
о «запирании» излучения приводят измерения температур в сильных
ударных волнах (в газах), создаваемых при взрыве [Л.2-50]. Это
предположение в какой-то мере согласуется также с достижением
более высоких температур, чем Тьабс, при разрядах в воздухе, огра-
ниченных стенками капилляра [Л 2-51], для которых, по видимому,
получена яркость около 500 Гкд/м2 (TL^90-i03 К) при диаметре
трубки 0,4 мм (/=10 мм, С=0,011 мкФ, ДО=29 кВ). Факты, отме-
ченные в [Л.2-46, 2-52], свидетельствующие о запасании в столбе
при U0>U0,s значительной энергии, которая с учетом небольшой кон-
центрации частиц (около 1017 см-3) не может быть достигнута при
наблюдаемой извне температуре столба Тьабс, говорят в пользу вто-
рой гипотезы. Так [Л.2-52], для разряда в ксеноне (5 мм, 0,3 МПа,
0,5 мкФ, 4,5 кВ, 5 Дж, 0,2 мкГ) при пиковом значении электрической
мощности Рв~6 МВт и длительности ее импульса около 0,8 мкс пик
мощности излучения Ри~0,5 МВт достигается на 0,5 мкс позже пи-
ка Р„, а длительность импульса Ри составляет около 4 мкс, что сви-
детельствует о запасании в столбе энергии более 1 Дж (плотность
более 100 Дж/мс3), соответствующем при концентрации частиц око-
ло 1017 см-3 температуре около 120-103 К, хотя Ttaoe для ксенона
равна примерно 30-Ю3 К. Точно так же для более легких инертных
газов [Л 2-46] при длительности импульса Рв около 0,01 мкс дли-
тельность импульса Ли составляет 0,05 мкс, что соответствует запа-
санию в столбе весьма большой энергии. Экспериментальные данные
показывают, что заметное отставание максимума Ри относительно
максимума Ра наступает при Д0>0,5 До,о-
Можно предположить, что толщина слоя, запирающего излуче-
ние, близка к минимуму так называемого росселандова пробега 1р
(эффективной дальности лучистого переноса энергии), достигаемому
при температуре плазмы, близкой к Um [Л.2-8] (например, для воз-
духа при ро=0,3 МПа и 7'=43-103 К, /р«0,1 мм). В этом случае ме-
ханизм насыщения яркости иллюстрируется схемой температурных
профилей разрядов с различными плотностями вводимой энергии,
приведенной на рис. 2-26. На этом рисунке заштрихованы зоны, опре-
деляющие видимую яркость столба; Ти обозначена наинизшая темпе-
ратура, при которой еще имеется существенный вклад в излучение,
а ТЕ— температура граничного слоя плазмы, излучение из которого
еще выходит наружу. Видимая яркость столба определяется темпе-
ратурой, близкой к Гв- По мере увеличения концентрации вводимой
Рис. 2-26. Иллюстрация механизма насыщения яркости при различ-
ных увеличивающихся (слева направо) концентрациях мощности.
Заштрихована часть температурного профиля столба толщиной до
1Р, дающая вклад в наблюдаемое извне излучение.
энергии и роста температуры на оси столба (обозначенной 0) ГЕ
сперва совпадает с температурой на оси То, а потом останавливается
в росте ввиду быстрого сокращения 1Р (еще усиливающегося с уда-
лением излучающей вовне зоны от оси из-за повышения плотности
газа на периферии). С остановкой роста ТЕ перестает расти и види-
мая ЯрКОСТЬ (Lv СТаНОВИТСЯ раВНОЙ L„a6c).
При переходе от более тяжелого газа к более легкому темпера-
тура Гп наиболее глубокого «видимого» извне слоя (температура,
при которой росселандов пробег имеет минимум) должна возрастать
вместе с потенциалом второй ионизации газа.
Как видно из табл. 2-6, вытекающая из расчетных оценок россе-
ландов а пробега пропорциональность предельного значения Тв
(т. е. Тдабс) потенциалу Um подтверждается соотношением
Т’дабс « >400i/t7/ . (2-35)
Ввиду свойственной атомам инертных газов приближенной про-
порциональности Um значению Л"1'3 зависимость (2-35) может при-
дать физический смысл связи между яркостью насыщения и атом-
ной массой, выраженной формулой (2-34). Не соответствующее Um
аномально высокое значение Lva6c и низкое значение £70.э для азота
и смесей азота с ксеноном можно объяснить эффектом переизлучения
на периферии столба коротковолновых квантов в более длинновол-
новые, обусловленного высоким показателем поглощения ультрафио-
летовых лучей в азоте [Л.2-12, 2-14 и 2-15]. Этот эффект находит
практическое применение в шаровых''импульсных лампах повышен-
ной яркости.
Фундаментальная теория свободно расширяющегося импульсно-
го разряда длительностью 10-8—10-4 с должна будет учитывать на-
личие трех основных видов такого разряда, которые можно класси-
фицировать следующим образом:
а) «Нормальный» разряд с прозрачным столбом и синхрон-
ностью импульсов электрической (_Ра) и излучаемой (Ри) мощностей,
характеризуемый тем, что £7о<0,5 U0,s, где определяется выра-
жением (2-33). Этот вид разряда обеспечивает получение наиболее
коротких световых импульсов.
б) «Насыщенный» разряд, у которого плазменный столб в тече-
ние времени около 2,6-\ГLC непрозрачен и максимум импульса Рк за-
метно сдвинут во времени относительно максимума Ра. Этот разряд,
характеризуемый тем, что для него 0,5 t/0,9^t70<l,5 1/0,9, обладает
в течение короткого времени яркостью, близкой к ЛК1бс.
в) «Перенасыщенный» разряд (наиболее легко наблюдаемый в
тяжелых инертных газах при больших давлениях и коротком кана-
ле), у которого плазменный столб непрозрачен в течение времени
более 2,6 LC, а импульс Ри сильно отличается от импульса Р3 по
форме, имея значительно большую длительность. Этот разряд, ха-
рактеризуемый тем, что для него 1,5 Uo,s, в течение значитель-
ного времени обладает яркостью Laaec-
Переход от первого ко второму и от второго к третьему видам
разрядов должен быть связан с ростом начальной крутизны тока,
с увеличением вводимой в единицу длины разряда энергии, давления
и атомной массы газа, а также с уменьшением его потенциала иони-
зации.
Глава третья
ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД
КВАЗИСТАЦИОНАРНОГО ТИПА
3-1. Локальное термодинамическое равновесие
в условиях разряда высокого давления
Стадия формирования и расширения разрядного ка-
нала переходит в так называемую квазистационарную
стадию, если время нарастания тока в импульсном раз-
ряде заметно превышает как времена релаксации основ-
ных плазменных процессов, так и характерные времена
нестационарных газодинамических явлений (расшире-
ние канала, перемещение масс газа и др.). Почти на
всем протяжении квазистационарной стадии геометрия
разрядного канала практически не меняется, отсутству-
ет заслуживающее внимания движение газа, а вся вы-
Являющаяся в плазме энергия электрического поля рас-
ходуется на компенсацию потерь в окружающую среду.
Поэтому в каждый момент времени энергетический ба-
ланс импульсного разряда в первом приближении подо-
бен энергетическому балансу стационарного дугового
разряда при соответствующих условиях, а мгновенное
состояние импульсной плазмы сходно с состоянием ста-
ционарной плазмы.
Для изучения и правильного понимания протекаю-
щих на квазистационарной стадии явлений важно выяс-
нить, достигается ли в разрядном канале локальное тер-
модинамическое равновесие (ЛТР). При этом речь мо-
жет идти о мгновенных равновесных состояниях, так как
в целом характеризующие плазму параметры медленно
изменяются.
Понятие полного термодинамического равновесия,
строго говоря, приложимо к плазме, находящейся в со-
стоянии энергетической изоляции, при наличии в ней
равномерного температурного распределения. В этих ус-
ловиях устанавливается максвелловское распределение
частиц каждого сорта по скоростям и больцмановское
распределение по потенциальным энергиям, а также осу-
ществляется детальное равновесие, заключающееся в ра-
венстве скоростей всех прямых и обратных им элемен-
тарных процессов.
В общих чертах картина элементарных процессов в газоразряд-
ной плазме выглядит по современным представлениям следующим
образом. Приложенное к ионизированному газу внешнее электриче-
ское поле взаимодействует главным образом со свободными электро-
нами, придавая им избыточную энергию. Соударяясь друг с другом,
электроны эффективно обмениваются энергией и среди них устанав-
ливается определенное распределение по скоростям. В условиях рав-
новесия— это распределение Максвелла, описываемое для частиц
сорта s выражением
dns = 4jiras
ms \з/2
2nliTs )
exp (— m.v^/2kT^ v^dv,
(3-1)
где ns, ms vs — соответственно концентрация, масса и скорость ча-
стиц; Ts — их температура, k—-постоянная Больцмана. Кинетиче-
скую энергию, например, электронов, можно характеризовать пара-
метром Те, называемым электронной температурой.
Взаимодействие электронов с тяжелыми частицами эффективно
при условии свойственной высоким давлениям большой частоты их
столкновений, так как за одно упругое столкновение электрон пере-
дает тяжелой частице лишь долю 2те!та своей избыточной энергии
(те и та-—соответственно массы электрона и атома). В свою оче-
редь обмен энергией между тяжелыми частицами -ведет к установ-
лению максвелловского распределения по скоростям в соответствии
с (3-1). Так вводятся понятия температур ионов Ti, нейтральных ато-
мов Та и др. В условиях равновесия -все эти температуры равны
между собой и плазма характеризуется единой температурой.
Неупругие столкновения электронов с тяжелыми частицами при-
водят к возбуждению и ионизации атомов. Этим процессам всегда
сопутствуют обратные — столкновительные девозбуждения и реком-
бинации ионов с электронами. В условиях термодинамического рав-
новесия неупругие столкновения приводят к больцмановскому рас-
пределению частиц по всевозможным энергетическим состояниям:
Sk
nk = n0~^— exp (—eUk/kT), (3-2)
go
где Пк, n0 — концентрация частиц в k-м и в основном состояниях со-
ответственно; ик — потенциал /г-го состояния; gk, go — статистические
веса состояний, определяющие число физически различных состояний
с одной и той же энергией; е — заряд электрона.
Вместе со столкновительными элементарными процессами в плаз-
ме протекают процессы с участием фотонов. Испускание фотонов
происходит при спонтанных переходах возбужденных частиц на бо-
лее низкие энергетические состояния (связанно-связанные переходы),
при рекомбинации электронов с ионами (свободно-связанные пере-
ходы), при торможении электронов в поле иоиов или атомов (сво-
бодно-свободные перехрды), а также при торможении одних тяже-
лых частиц в поле других тяжелых частиц. Взаимодействие фотонов
с веществом ведет к протеканию обратных процессов: фотовозбужде-
иия, фотоионизации, ускорения электронов в поле ионов и атомов
в результате поглощения фотонов и т. д.
При детальном равновесии в единице объема системы в единицу
времени число прямых и обратных процессов каждого сорта строго
одинаково. Из равенства скоростей протекания процессов столкнови-
тельной ионизации и рекомбинации следует, в частности, соотноше-
ние, связывающее равновесные концентрации ионов nt, электронов
пс и нейтральных атомов па с температурой плазмы Т и потенциалом
ионизации Ui, известное под названием уравнения Саха. Для одно-
кратной ионизации
= 4,9- 101В-— Т3/2 exp (— eUilkT) (3-3)
па Ga
(концентрации — в см-3; температура — в кельвинах; Gi, Ga— ста-
тистические суммы.основных состояний иона и атома). Из равенства
прямых и обратных процессов, в которых участвуют фотоны, следует
применимость закона Кирхгофа, связывающего коэффициент испус-
кания ev, Дж/(см3-ср), и показатель поглощения kv, см-1,
8,, %v3 / —- \— 1
— = Л-Ч - (3’4)
с2 \е /
где v — частота излучения; h — постоянная Планка.
Существование термодинамического равновесия в
плазме освобождает от необходимости прибегать к кине-
тической теории газов для получения макроскопических
характеристик плазмы на основе протекающих в ней
элементарных процессов. В этом случае состояние плаз-
мы, ее механические, электрические и термические свой-
ства в отсутствие внешних силовых полей определяются
родом газа и двумя термодинамическими параметрами
(чаще всего — температурой и давлением). К равновес-
ной плазме в полном объеме приложимы все понятия и
методы термодинамики. Тем самым- становится возмож-
ным феноменологическое рассмотрение равновесной
плазмы без детального анализа протекающих в ней эле-
ментарных процессов.
Приведем перечень основных термодинамических
функций, которыми пользуются при исследовании и рас-
четах параметров термически равновесной плазмы. Все
они могут быть выражены через статистическую сумму
по состояниям
G = 2gK exp (— eUKlkT). (3-5)
В расчете на одну частицу свободная энергия плазмы
равна:
F = — ^TlnG; (3-6)
энтропия:
S = — — = k\nG + kT~-, (3-7)
дТ дТ '
внутренняя энергия:
и = F + TS = kT2 д-'^ , (3-8)
дТ '
энтальпия (теплосодержание), термодинамический и
химический потенциалы соответственно:
H = kTn(l + ; ф = р + kTn.
\ nd In Т )
где п — общее число частиц в плазме; V — объем плазмы.
Следует отметить, что, строго говоря, соотношения (3-2), (3-3)
и (3-5) справедливы в предположении идеальности равновесного
газа. При заметном значении степени ионизации идеальность газа
нарушается из-за кулоновских взаимодействий заряженных частиц.
Одним из следствий нарушения идеальности является уменьшение
энергии ионизации атомов в плазме по сравнению с соответствующим
значением у изолированного атома. Такое снижение происходит в
результате расширения и слияния верхних энергетических уровней,
примыкающих к границе ионизации. Снижение зависит от электрон-
ной концентрации и от температуры 'Плазмы. В ряде работ было
проведено определение этого снижения и предложены соотношения
для его расчета. У разных авторов в зависимости от принятого под-
хода соотношения отличаются структурно и числовыми коэффици-
ентами/поэтому расчетные значения снижения Ut заметно различа-
ются между собой. Экспериментально наблюдать снижение потен-
циала ионизации пока не удается из-за недостаточной точности суще-
ствующих спектральных методов. Наиболее обоснованными пред-
ставляются соотношения, предлагаемые в [Л.3-1, 3-2]. Во второй
работе для определения снижения потенциала ионизации получена
формула (Д£/,, В):
еДП. = 1,21-10~6пУ3 + 2,5-10~6(п!/7')1/3. (3-10)
В реальных условиях из-за конечных размеров газоразрядной
плазмы условия для полного термодинамического равновесия отсут-
ствуют. В плазме всегда существуют потоки тепла, излучения, заря-
дов, нарушающие термическое равновесие и приводящие к темпера-
турной неоднородности, неоднородности плотности частиц, а также
к необратимости некоторых процессов. В плазме импульсного разря-
да к этому добавляется нестационарность состояния во времени.
Тем не менее при определенных допущениях можно говорить о
существовании квазиравновесного состояния в данной точке плазмы
в данный момент времени. Под точкой понимается локальный участок
плазмы, достаточно большой, чтобы к нему были применимы макро-
скопические представления, но не настолько большой, чтобы в его
границах заметно проявлялись неоднородности параметров плазмы.
Если1 изменение количества энергии в каждой точке плазмы за еди-
ницу времени невелико по сравнению с полной внутренней энергией,
заключенной в этой точке, то, хотя параметры плазмы меняются от
точки к точке и от одного момента времени до другого, в каждой
точке в данный момент времени существует максвелловское распре-
деление частиц каждого сорта по скоростям, а также обеспечивается
равенство наивероятнейших энергий у всех компонентов плазмы и
соответствие чисел заполнения всех связанных и свободных непо-
средственно взаимодействующих с излучением состояний термически
равновесным значениям при единственной локальной температуре.
Такое весьма близкое к термически равновесному состояние плазмы
называют локальным термодинамическим равновесием (ЛТР).
Существование ЛТР чаще всего наблюдается в столкновитель-
ной плазме, в которой выполняются следующие условия: 1) частота
столкновений электронов с тяжелыми частицами такова, что электро-
ны успевают передать этим частицам всю избыточную энергию, полу-
чаемую ими от внешнего электрического поля; 2) процессы иониза-
ции и рекомбинации протекают в объеме плазмы, а количество диф-
фундирующих из объема заряженных частиц пренебрежимо мало;
3) дезактивация возбужденных атомов происходит главным обра-
зом в результате тушащих столкновений, основная же часть излучае-
мой энергии не выходит за пределы плазмы, поглощаясь в ней.
В качестве критериев существования ЛТР выбираются условия,
при которых отклонение от равновесного состояния под действием
какого-либо фактора можно рассматривать как достаточно малое
возмущение. Стремление получить надежные критерии существова-
ния Л ГР диктуется не только желательностью использования до-
ступных методов расчета свойств того или иного типа разряда, но и
необходимостью знать состояние плазмы для выбора подходящих
методов измерений ее параметров и для трактовки результатов опти-
ческих исследований. Поэтому вопросы установления ЛТР и выбора
соответствующих критериев рассматриваются во всех капитальных
работах, посвященных свойствам электрических разрядов в газах в
методам их исследований [Л.3-3—3-7].
Одним из факторов, нарушающих равновесность газоразрядной
плазмы, является внешнее электрическое поле напряженностью £.
Способ передачи энергии от поля в плазму через посредство элект-
ронов неизбежно приводит к различию между электронной темпера-
турой Те и температурами ионов 7\- и нейтральных атомов Та- Пола-
гая Ti^Ta, можно в качестве критерия допустимого превышения
электронной температуры над температурой тяжелых частиц исполь-
зовать условие [Л.3-3]:
Те — Та та е£)2
—------ = —- —------’---« 1, (3-11)
Те 4те /3 \2 ’ 7
где те, тпа — массы электрона и тяжелой частицы газа; —длина
свободного пробега электрона. Условие (3-11) означает, что энергия,
получаемая электроном от поля на длине свободного пробега (Хее£),
должна быть существенно меньше энергии теплового движения
электрона гЦгТе.
Неравномерное распределение температуры в газоразрядной
плазме, ее спад к краям дугового столба также должны приводить
к нарушению равновесия вследствие возникновения тепловых пото-
ков. Критерием допустимого отклонения от равновесия под действи-
ем этого фактора служит условие
As grad Ts/Ts Ц 1, (3-12)
означающее, что разность температур на длине свободного пробега
частицы мала по отношению к температуре. Длины свободного про-
бега электронов и атомов Та в плазме разряда высокого давле-
ния очень малы, поэтому для такой плазмы условие (3-12) при обыч-
ных температурных градиентах в столбе разряда заведомо выполня-
ется. Лишь в случаях, когда конфигурация разряда характеризуется
резким спадом температуры на краю и, кроме того, особенности
внешнего электромагнитного поля приводят в краевых областях
к заметному отрыву электронной температуры от температуры газа,
в приграничных областях столба разряда может наблюдаться замет-
ное отклонение от равновесного состояния. Такая картина согласно
экспериментальным данным наблюдается, например, во внешних
областях индукционного высокочастотного разряда при условии
сильного скинирования.
Существующие в плазме градиенты плотности частиц и возника-
ющие под их влиянием потоки диффундирующих частиц не вызывают
заметного отклонения от ЛТР, если изменение плотности на длине
свободного пробега частицы много меньше, плотности данных частиц.
Критерий установления ЛТР при этом имеет вид (3-12) с заменой
температуры на плотность частиц данного сорта. В плазме высокого
давления эти критерии, как правило, выполняются с запасом.
Наиболее сложным является вопрос об установлении ЛТРв
условиях интенсивного излучения и заметного его взаимодействия
с веществом. Различают случай оптически прозрачной н оптически
плотной плазмы. В оптически прозрачной плазме процессы испуска-
ния фотонов не сбалансированы обратными процессами, что нарушает
принцип детального равновесия. Понятно, что последствия этого
факта незначительны, если энергия, уносимая фотонами из данной
области плазмы, составляет незначительную часть энергии, участву-
ющей в столкновительных процессах в этой области. В общем виде
условия существования ЛТР в оптически прозрачной плазме рас-
смотрены в [Л.3-4, 3-5, 3-8]. Они формулируются следующими тремя
требованиями: 1) поведение газа определяется столкновениями;
2) относительные изменения температуры и плотности газа на рас
стояниях, равных длинам свободного пробега, и за времена, равные
временам релаксации, относящимся к связанным состояниям и сво-
бодным электронам, малы; 3) отсутствуют внешние источники воз-
мущения, способные заметно исказить функцию распределения
электронов по скоростям или заселенности связанных состояний от-
носительно значений, соответствующих ЛТР. Для плазмы, удовлет-
воряющей указанным условиям, критерий допустимого отклонения
от равновесности сводится к требованию, чтобы электронная плот-
ность была ие ниже определенного значения. Соответствующий кри-
терий существования ЛТР (отклонение от больцмановского распре-
деления не более 10%) сводится к неравенству [Л.3-4, 3-5]:
пе> 1,6-10127у2(еДр>9)3, (3-13)
где Up,q — разность уровней р и q, излучательные переходы между
которыми могут быть причиной отклонения от равновесия.
В оптически плотной столкновительной плазме, существенно по-
глощающей собственное излучение [Л.2-8, 3-8], равномерность засе-
ленности энергетических уровней поддерживается за счет радиации
независимо от электронной концентрации при условии, что изменения
температуры на расстояниях порядка длины пробега фотона доста-
точно малы. Если роль столкновений в оптически плотной плазме не
является определяющей, то вопрос о существовании ЛТР и приме-
нимости равновесных вариантов уравнений переноса излучения
усложняется и каждый случай должен анализироваться особо.
Два крайних состояния — оптически прозрачной и оптически
плотной плазмы — не исчерпывают всех встречающихся на практике
ситуаций. При изучении низкотемпературной плазмы чаще прихо-
дится иметь дело с промежуточными случаями, когда по отношению
к некоторым участкам спектра плазма оптически плотная, в то время
как для других участков она оптически прозрачна. Так, иизкотемпе
ратурная газоразрядная плазма в инертных газах прозрачна в не
прерывном ультрафиолетовом и частично в видимом спектрах, но за-
метно поглощает в непрерывном и линейчатом спектрах ИК-диапа-
зона. Особенно сильное поглощение такой плазмы наблюдается в
резонансных линиях, излучение которых обычно оказывается «запер-
тым» (длина пробега соответствующего кванта намного меньше ха-
рактерного размера плазменного объема).
Теоретическое определение характера заселенности отдельных
Уровней в зависимости от условий в разряде является задачей доста-
точно сложной. В общем виде можно сделать вывод, что в плазме
высокого давления следует ожидать отклонения от больцмановско-
to распределения заселенности на основном энергетическом уровне,
в то время как на верхних уровнях легко достигается равновесность.
Следует подчеркнуть, что для многих практических задач нарушение
равновесной заселенности основного энергетического уровня при
условии существования ЛТР по всем остальным признакам не имеет
принципиального значения, так как не мешает пользоваться соотно-
шениями, вытекающими из условия равновесности (не задаваясь
более жесткими критериями, чем того требуют конкретные обстоя-
тельства).
Приведенные критерии установления ЛТР в газоразрядной плаз-
ме следует рассматривать как приближенные, поскольку при их вы-
воде принимались допущения, ограничивающие общность получаемых
результатов. Поэтому результаты теоретических оценок границ су-
ществования ЛТР полезно сопоставить с экспериментальными иссле-
дованиями установления ЛТР в конкретных видах газоразрядной
плазмы.
В силу особой роли, которую играет в практических приложе-
ниях разряд высокого давления в аргоне, почти все известные в на-
стоящее время исследования равновесности в инертных газах вы-
полнены в аргоновых дугах. В [Л.3-9, 3-10] за критерий установле-
ния ЛТР принималось равенство различных «температур»: электрон-
ной Те, газовой Та, температуры распределения Тр, заселения Т3 и
ионизации Ги. Каждая из перечисленных температур является пара-
метром, характеризующим частичное равновесное состояние. Так,
температуры Те и Та определяются из соотношения (3-1) при усло-
вии, что среди электронов и атомов (молекул) установилось максвел-
ловское распределение по скоростям, отличающееся для частиц каж-
дого сорта своими значениями иаивероятнейшей кинетической энер-
гии. Температура распределения Тр формально находится из соот-
ношения (3-2), если в неравновесной плазме существует ограничен-
ная группа энергетических уровней атома, заселение которых носит
квазибольцмановский (экспоненциальный) характер. Понятно, что
параметр Тр в общем случае не может быть распространен на всю
совокупность энергетических уровней в неравновесной плазме. Тем-
пература заселения Т3 определяется для каждого отдельного уровня
на основании соотношения (3-2) и в неравновесной плазме не всегда
совпадает с Тр. Наконец, температура ионизации Ги для неравновес-
ной плазмы формально определяется соотношением (3-3) при извест-
ных значениях пе и па (или давления р). При переходе к равновес-
ному состоянию все указанные температуры выравниваются и плаз-
ма характеризуется единой температурой в термодинамическом по-
нимании этого термина. Детальный анализ зависимости указанных
температур от режима разряда показал, что в аргоне ЛТР достига-
ется при условии [Л.3-10]
пе > 5- Ю13 см-3 и Т » 8500 К-
Использование иных критериев равновесности приводит к за-
метно отличным оценкам границы ее достижения. Так, в [Л.3-11]
получено, что достижение ЛТР в аргоновой дуговой плазме возмож-
но лишь при давлениях р>0,3 МПа и электронных концентрациях
п€.^1016 см-3. Это означает, что в большинстве используемых раз-
рядных условий, до сих пор полагавшихся равновесными, на самом
деле равновесие нарушено. Анализ критерия, использованного авто-
рами этой работы, показывает, что он определяется требованием
достижения равновесной заселенности основного состояния Агь Ана-
логичный результат получен и в [Л. 3-12].
Данные [Л. 3-11, 3-12] показывают, что в условиях, когда в раз-
ряде установилось равенство подавляющего большинства частных
температур, населённость основного состояния атома аргона все
еще может оставаться перавновесной/'Наоборот, заселенность верх-
них возбужденных состояний, как экспериментально показано в
[Л. 3-13], носит больцмановский характер уже при пе>3-1014 см~3
даже при заметном отрыве электронной температуры (7000—10 000 К)
от температуры газа (2320—5400 К), Новые сведенйя о характере
заселенности, приводимые в [Л. 3-14, 3-15], показывают, что при
давлениях р>0,05 МПа и электронных концентрациях пе>5-101с см-3
для всех состояний Ari, включая нижнее, имеет место ЛТР. При
р<0,05 МПа и /гег»3-1016 см-3 основное состояние Ап перенаселено
в 2—7 раз по сравнению с равновесной населенностью.
Результаты экспериментальных исследований равновесности ар-
гоновой плазмы показывают, насколько важно правильно установить
необходимую степень строгости критерия ЛТР в условиях, когда
полное термодинамическое равновесие недостижимо. При решении
задач диагностики плазмы и выяснении вопроса о применимости со-
отношений (3-2) и (3-3) для расчета параметров плазмы некоторое
нарушение равновесной населенности основного состояния атома
не имеет принципиального значения. Поэтому с достаточной для
практических целей точностью можно считать, что в аргоновом раз-
ряде ЛТР достигается при neZ^ 1015 см-3 и 7^8000 К- В ксеиоиовом
разряде ввиду более низкого, чем у аргона, потенциала ионизации
ЛТР наступает при еще меньших значениях температуры.
3-2. Диагностика квазнстационарной стадии
импульсного разряда в трубчатых лампах
Длительность разряда в трубчатых импульсных лампах чаще
всего имеет порядок миллисекунды. Этого времени, достаточно для
установления квазистациоиарного режима по крайней мере на спа-
дающем участке токовой зависимости от времени (времена релакса-
ции основных процессов взаимодействия в плазме при характерных
для импульсных ламп плотностях частиц и температурах имеют по-
рядок 10~9 с, а характерные времена установления газодинамических
процессов в малогабаритных лампах 10-5 с). Представляя собой
источник интенсивного оптического излучения широкого спектраль-
ного состава, импульсный разряд высокого давления, ограниченный
стенками, является в то же время удобным объектом для разносто-
роннего изучения свойств плазмы с заметными отклонениями от
идеального состояния.
Для характеристики квазнстационарной стадии импульсного раз-
ряда в трубчатых лампах существенны три обстоятельства. Во-пер-
вых, достижение мгновенного ЛТР позволяет использовать весь ар-
сенал теоретических средств, относящихся к случаи? равновесной
плазмы. Во-вторых, отсутствие заметных перемещений газа позво-
ляет применять экспериментальные методики, исключающиеся на пре-
дыдущих стадиях разряда из-за наличия газодинамических процес-
сов, чем обеспечивается возможность определения состава и пара-
метров плазмы. В-третьих, для относительно узких трубок, полость
которых на квазнстационарной стадии целиком заполняется плазмой,
в каждый момент времени имеет место постоянство параметров по
всему занимаемому плазмой объему.
Факт равномерного температурного распределения в плазме н.а
квазистационариой стадии импульсного разряда в трубках подтверж-
ден экспериментально относительно недавно. В [Л. 3-16—3-18] было
показано, что мгновенные значения температуры и электронной кон-
центрации однородны вдоль оси разряда, за исключением узких при-
электродных областей. Протяженность этих областей ничтожно мала
по сравнению с длиной разрядного промежутка, что позволяет не
Рис. 3-1. Температурный
профиль в поперечном
сечении импульсного раз-
ряда высокого давления
в ксеноне.
Л 2 — измерения в трубке
круглого сечения [Л. 3-20,
3-21]; 3—измерения в труб-
ке прямоугольного сечен ня
[Л.3-19].
принимать во внимание имеющуюся в них температурную неоднород-
ность.
При попытках измерить радиальное распределение температуры
возникали затруднения, связанные с недостаточным пространствен-
ным разрешением применявшихся методов. Это не позволяло изме-
рить температуру в непосредственной близости от искривленных сте-
нок трубки, где особенно явно должен проявляться характер ради-
ального температурного профиля. В [Л. 3-19] была использована
трубка с участком прямоугольного сечения. Это позволило провести
измерения температуры в пристеночной области и получить представ-
ление о температурном профиле в прямоугольной трубке. Однако на-
личие у трубки углов должно было вызывать возмущение плазмы
в краевых участках, т. е. как раз там, где имеет место значительное
изменение температуры. Поэтому перенесение результатов, получен-
ных для трубки прямоугольного сечения, на разряд круглого сечения
неправомерно [Л. 3-20]. В [Л. 3-21] удалось измерить температур-
ный профиль в трубке круглого сечения, использовав для этого
сквозную радиальную прорезь в одном из электродов. На рис. 3-1
представлены результаты определения радиального температурного
профиля, полученные в названных работах. Температурный профиль
в разрядной трубке круглого сечения почти не отличается от иде-
ального П-образного. В трубке прямоугольного сечения отклонение
от идеальности в выбранном масштабе рисунка хорошо заметно, но
при рассмотрении температурного профиля в целом (а не только его
верхней части) оно достаточно мало.
П-образное температурное распределение в трубчатых лампах
подтверждают также наблюдения за изменением контуров двух
самообращающихся линий ксенона (Xei 823,2 и Xei 881,9 нм) при
различных режимах разряда, выполненные в [Л. 3-22]. Из рис. 3-2
видно, что при малых энергиях разряда, когда согласно результатам
скоростной съемки сечение трубки не целиком заполнено плазмой,
контур линии Xei 823,2 нм имеет провал в центре, вызванный само-
обращением. По мере увеличения вкладываемой в разряд энергии
провал сглаживается и исчезает. Такая же картина наблюдалась для
линии Xei 881,9 нм, причем исчезновение провала у обеих линий на-
ступало при одном режиме разряда. Это означает, что существующие
при маломощных режимах относительно холодные пограничные слои
плазмы исчезают как только все сечение трубки заполняется раз-
рядом.
Хех 834,7нм
Хе^ЗЗвнм
I
Хе^ 823,2нм
Рис. 3-2. Микрофотограммы спектра излучения лампы ИФП 800
в спектральном интервале 820—835 нм. £=80 мкГ.
7 — 64=500 В, ш=75 Дж; 2 — 750 В, 170 Дж; 3— 1000 В, 300 Дж; 4— 1250 В.
470 Дж; 5— 1500 В, 680 Дж.
Определение состава импульсной плазмы и ее температуры осу-
ществляется рядом способов Для ЛТР плазмы температура может
определяться по результатам разрешенных во времени абсолютных и
относительных измерений интенсивности излучения отдельных линий
и непрерывного фона, а также методом абсолютных измерений ин-
тенсивности излучения и показателя поглощения при одной и той же
длине волны. В последнем случае, часто используемом при исследо-
вании плазмы импульсных ламп, температура в предположении одно-
родности излучательных и поглощательных свойств в направлении
измерений определяется из соотношения:
I Jm/kT i
(1-е-) =4тИ7-7. С3'14)
Дг> е 3 — 1
где Др,г Дэ — измеренные значения энергетической силы света раз-
ряда и применяемого при этом эталонного источника излучения;
т—оптическая глубина разряда в направлении измерений; Т, Ts
температуры исследуемого разряда и эталонного источника.
Экспоненциальный характер зависимости температуры от изме-
ряемых величин /vp и т требует высокой точности определения по-
глощения и излучения плазмы, чтобы точность определения темпера-
туры Т была приемлемой.
Электронная концентрация оценивается по ударному уширению
контуров линий основного газа или примесей. Концентрации электро-
нов и атомов могут также определяться с помощью интерферомет-
ров, в том числе лазерных.
Рис. 3-3. Усовершенствованный трехзеркальный интерферометр
[Л. 3-25].
/, 2, 3 — зеркала оптических резонаторов; 4 — Не-ЫеОКГ; 5, 6 — длиннофокус-
ные линзы; 7 — исследуемая импульсная лампа; 8 — сменный светофильтр;
9 — поворотное зеркало; 10 — монохроматор; 11 — фотоэлектронный умножи-
тель; 12 — осциллограф-
Основным достоинством спектральных методов измерения тем-
пературы и электронной концентрации плазмы, основанных на ис-
пользовании собственного излучения плазмы, является то, что они
не вносят возмущений в объект измерений. Но при их использовании
следует иметь в виду, во-первых, что реабсорбция на длине волны
измерений должна быть пренебрежимо мала, иначе в результаты из-
мерений вносится значительная погрешность; во-вторых, при опреде-
лении температуры разряда концентрация заряженных частиц оце-
нивается либо независимыми измерениями (например, по уширению
спектральных линий), либо расчетным путем с использованием полу-
ченных значений температуры. В последнем случае необходимо до-
полнительно знать концентрацию нейтральных атомов па или рабо-
чее давление газа р, связанное с концентрациями компонентов плазмы
й температурой уравнением состояния
(ЗИ5)
Р = У ns kT.
Концентрация заряженных частиц определяется тогда через
уравнение Саха (3-3). Непосредственные измерения па или р сопря-
жены с серьезными экспериментальными трудностями, вследствие
чего эти параметры часто оцениваются косвенным путем (например,
пользуясь расчетом состава ЛТР-плазмы). Такие оценки не всегда
могут быть выполнены с нужной точностью, особенно в случае им-
пульсного разряда, когда необходимо определять временные зависи-
мости параметров плазмы.
Интерферометрические методы определения параметров плазмы,
использующие ее зондирование на двух длинах волн, обеспечивают
возможность непосредственного определения концентраций заряжен-
ных и нейтральных частиц. Температура плазмы в этом случае с вы-
сокой точностью вычисляется из уравнения Саха. Особенно удобен
для исследования импульсного разряда в трубчатых лампах трехзер-
кальный лазерный интерферометр (рис. 3-3), позволяющий легко по-
лучать информацию о концентрациях заряженных и нейтральных
частиц с разрешением во времени. Интерферометрические методы ос-
нованы на том, что любое изменение состояния плазмы сопровожда-
ется изменением показателя ее преломления. Для электронного, ион-
ного и нейтрального газов соответствующие показатели преломления
pie, pi, и pio следующим образом зависят от концентраций частиц
[Л. 3-23]:
це — 1 = — 4,94-10—14Х2пе, (3-16)
где X — длина волны зондирующего излучения, см; а и b — коэффи-
циенты, зависящие от рода газа (табл. 3-1).
Согласно расчетным данным [Л. 3-4, 3-24] поляризуемость ионов
аргона и ксенона в первом приближении равна поляризуемости их
нейтральных атомов (у аргона средняя поляризуемость атомов равна
1,65-10-24, а расчетная поляризуемость ионов 1,36-10"21, аналогич-
ное соответствие получено и для ксенона). Основываясь на этом,
вместо двух соотношений типа (3-17) используют одно, учитывающее
суммарный вклад в рефракцию 1 концентрации тяжелых частиц Ио =
=na-\-ni, благодаря чему полный показатель преломления pi для
ксеноновой, аргоновой (и, надо полагать, криптоновой) плазмы опре-
деляется выражением
pi — 1= (pie — 1) + (pi0 — 1) =
= — 4,94-10—14 A2ne + а ^1 +^»о- <3‘18)
Если выбором длины волны зондирующего излучения добиться,
чтобы второй член в правой части (3-18) был много меньше первого,
то по измеряемому изменению показателя преломления плазмы с по-
1 Строго говоря, следует также учесть поляризуемость возбуж-
денных атомов, на порядок и более превышающую поляризуемость
атомов в основном состоянии. Однако относительно малая концентра-
ция возбужденных атомов и экспоненциальный спад заселенности
с ростом энергии уровня позволяют этим вкладом пренебречь.
Таблица 3-1
Значения коэффициентов уравнения (3-17) для разных газов
[Л. 3-4]
Газ а • I О24 МО11
Не 1,3 2,3
Ne 2,5 2,4
Аг 10,0 5,6
Кг 16,0 7,0
Хе 25,0 10,0
мощью соотношения (3-18) рассчитывается концентрация элект-
ронов.
Внешний резонатор (рис. 3-3), в котором помещается исследуе-
мая плазма, удобно рассматривать как сложное зеркало с коэффи-
циентом отражения г23. При монотонном изменении показателя пре-
ломления плазмы величина г23 периодически изменяется, достигая
минимума при совпадении частоты генерации лазера с одной из соб-
ственных частот внешнего резонатора. Число циклов модуляции
f(i), соответствующее изменению р, на величину Др(0, равно:
f(f) = 2Дц(0 Z/A, (3-19)
где I — геометрическая длина пути луча в плазме.
При двухволновом зондировании плазмы изменение концентра-
ций электронов и тяжелых частиц определяется системой уравнений,
вытекающей из соотношений (3-18) и (3-19): I * * * * * 7 * * * *
I Nne (0 = 10м . (3.20)
8,96 (7,2 — Л|)
I (t)
__М^2 [Лг/х (0 —^1/2 (01
4зтсса (Л| —Л?)
(3-21)
где fi(0, fz(t) — число циклов модуляции к моменту времени t соот-
ветственно на длинах волн и %2; аа = а
/2эт — поляри-
зуемость атомов в основном состоянии. Если вклад электронной со-
ставляющей в показатель преломления является преобладающим, то
из соотношений (3-16) и (3-19) следует:
1&пе (Z) = — l,l-1013f(Z)/A.
(3-22)
На рис. 3-4 приведены характерные интерферограммы для плаз,
мы импульсного разряда в лампе ИФП-800 [внутренний диаметр
7 мм, расстояние между электродами 80 мм, «холодное» давление
ксенона ро=0,053 МПа (400 мм рт. ст.), емкость питающего конден-
сатора С=600 мкФ, напряжение [/о=75О В, Е=80 мкГ], полученные
при зондировании на двух длинах волн (гелий-неоновый лазер). Хо-
рошо видны так называемые «точки поворота», фиксирующие момент
нарушения монотонного измерения показателя преломления плазмы
в связи с переходом от стадии нарастания разрядного тока к стадии
его спада. При длине волны 0,63 мкм.-х<точка поворота» существенно
сдвинута по отношению к максимуму силы тока, что вызвано разли-
чием знака рефракции у электронного газа и газа тяжелых частиц.
Рис. 3-4. Осцилло-
граммы модуляции
зондирующего луча
трехзеркального ла-
зерного интерферо-
метра в ксеноновой
плазме и силы тока
(плавная кривая) в
разряде [Л. 3-26].
а — длина волны излуче-
ния лазера 0,63 мкм; б —
то же 3,39 мкм. Масштаб
времени 200 мкс/д ел.
Стрелки показывают
«точки поворота».
б)
Нижняя граница электронных концентраций, при которых при-
меним лазерный интерферометр, определяется ценой цикла модуля-
ции на данной волне зондирования. Так, па волне 0,63 мкм для
электронной составляющей нижняя граница равна (пе/)Мин =
= 1,75-10” см-2, а на волне 3,39 мкм — соответственно 3,3-1016 см-2.
Понижение этой границы возможно за счет применения схем,
обеспечивающих падежную регистрацию долей цикла модуля-
ции. Верхняя граница применимости интерферометра определя-
ется снижением контраста интерференционной картины вследствие
поглощения излучения плазмой. На рис. 3-4 видно, что при зондиро-
вании на волне 3,39 мкм амплитуда модуляционных циклов в райо-
не максимума тока заметно снижается. Это вызвано поглощением
зондирующего излучения плазмой. На волне 0,63 мкм, где коэффи-
циент поглощения ниже, такой эффект проявляется в более плотных
плазмах. Согласно оценкам [Л. 3-22] на волне 0,63 мкм контраст
интерференционной картины становится недопустимо малым при
(«еОмакс^б-1018 СМ-2.
Полученная на основании интерферометрических измерений кар-
тина изменения концентрации электронов и тяжелых частиц в ксе-
ноне во время протекания импульса разрядного тока показана на
рис. 3-5. Для данной лампы концентрация тяжелых частиц к момен-
ту наступления квазнстационарной стадии уменьшается на 50 80 /о
йо сравнению с исходной плотностью газа за счет вытеснения атомов
ксенона в балластные объемы лампы, образуемые зазорами между
электродами и стенками разрядной трубки. На протяжении всего
периода спада тока концентрация тяжелых частиц практически не
изменяется (изменяется лишь число ионов и нейтральных атомов с
сохранением постоянной их суммы), что указывает па отсутствие за-
метных перемещений газа в трубке. После окончания разряда пер-
воначальная плотность восстанавливается за время порядка 100 мс
Рис. 3-5. Изменение концентрации компонентов ксеноновой плазмы
импульсного разряда во времени [Л.3-26]. Начальное давление
Ро=0,053 МПа.
1 — плотность тока /; 2— концентрация электронов пе \ 3 — концентрация тя-
желых частиц +л . а — Uo=500 В, б — Uo=1000 В; С=600 мкФ, L=80 мкГ.
(именно такое время необходимо по расчету для остывания разряд-
ной трубки).
Качественно аналогичные результаты получены при изучении со-
става плазмы в разрядах в аргоне [Л. 2-49] и криптоне [Л. 3-27].
Количество вытесняемого газа практически не зависит от рода газа
и определяется отношением балластных и полезных объемов, а также
длительностью импульса и его интенсивностью. Измерения электрон-
ной концентрации с помощью трехзеркального интерферометра име-
ют погрешность, оцениваемую 7%, а измерения концентрации тяже-
лых частиц — соответственно 25%.
По результатам измерения состава плазмы в импульсных разря-
дах найдена экспериментальная зависимость мгновенных значений
электронной концентрации пе от плотности разрядного тока j для
ксенона, криптона и аргона (рис. 3-6). Можно отметить следующие
особенности полученной зависимости: 1) роль рода газа и давления
выражена весьма слабо; 2) электронная концентрация в первом при-
ближении пропорциональна плотности тока.
Последнее обстоятельство имеет' важные последствия. Так как
/ = eneve, (3-23)
где ve — средняя дрейфовая скорость электронов, то пропорциональ-
ность между пе и / означает постоянство дрейфовой скорости элект-
Рис. 3-6. Зависимость концентрации электронов от плотности тока
[Л. 2-5]. Экспериментальные точки: 1, 2, 3 — разряды в ксеноне при
Ро=ОО8, 0,053 и 0,013 МПа соответственно; 4, 5 — разряды в крип-
тоне и аргоне при ро = О,О53 МПа; сплошная линия — зависимость
(3-24).
ронов в широком диапазоне изменений режима разряда. Согласно
данным рис. 3-6
j » (2,6 ±0,4). 10~™пе, (3-24)
что позволяет при заданной плотности тока, А/см2 определять значе-
ния пе с погрешностью, не превышающей 15%.
Из (3-23) и (3-24) следует, что дрейфовая скорость электронов
равна (1,5±0,3) • 104 см/с, что в среднем на порядок меньше значе-
ний, полученных в [Л. 3-28, 3-29] для неионизированных инертных га-
зов при соответствующих значениях параметра Е/р. В неионизиро-
ванпых газах в отличие от плазмы наблюдается также заметная за-
висимость дрейфовой скорости от рода газа. Это отличие объясняется
упоминавшимся уже в гл, 2 характером господствующих взаимодей-
ствий электронов с частицами: в плазме с заметной степенью иони-
зации дрейфовая скорость электронов определяется их взаимодейст-
вием с ионами, эффективное сечение которых относительно велико и
практически одинаково для разных инертных газов; в неионизиро-
ванном газе электроны взаимодействуют с нейтральными атомами,
а эффективное, сечение таких взаимодействий много меньше куло-
новских и зависит от рода газа.
Значение временных зависимостей концентраций заряженных- и
нейтральных частиц позволяет рассчитать температуру плазмы по
формуле Саха и давление по уравнению состояния. При указанных
Рис. 3-7. Зависимость рабочего давления в лампе ИФП 800 от плот-
ности тока.
Экспериментальные точки: 1, 2, 3 — Хе при Ро=0,08, 0,053 и 0,013 МПа соответ-
ственно [Л.2-5]; 4 — ксенон при р0—0,053 МПа [Л.3-31]; 5, 6 — Кг и Аг при
Ро=0,053 МПа [Л.2-5]. Пунктирные графики — расчет по методу, изложенно-
му в § 3-5; 7, 8, 9 — Хе соответственно при Ро=О,О13, 0,053 и 0,08 МПа; 10, 11 —
Аг и Кг при ро=0,053 МПа.
выше погрешностях определения состава плазмы теоретическая по-
грешность расчетных значений температуры не превышает 4%, а
давление определяется с той же погрешностью, что и концентрация
нейтральных частиц. В [Л. 3-30] для упоминавшихся условий разря-
да сопоставлены результаты температурных измерений двумя неза-
висимыми методами —иа основании данных интерферометрического
определения состава плазмы и по абсолютным измерениям интенсив-
ности излучения и поглощения [соотношение (3-14)]. Во всем
исследованном диапазоне режимов импульсного разряда (изменение
плотности тока от 103 до 4,3-10s А/см2) оба метода дали совпадаю-
щие значения температуры. Это согласие косвенно подтверждает
справедливость уравнения Саха па квазнстационарнон стадии им-
пульсного разряда, т. е. существование на этой стадии по крайней
мере ионизационного равновесия. о
Одной из важных характеристик ЛТР-плазмы является давление
газа. Прямые его измерения, связанные со значительными техниче-
скими и методологическими трудностями, могут быть выполнены, на-
пример, с помощью пьезодатчиков давления, установленных внутри
газоразрядной трубки. Результаты таких измерений [Л. 3-31] вместе
с расчетными данными, полученными по результатам интерферомет-
рических измерений, представлены на рис. 3-7. Различные экспери-
ментальные методы определения р дают в целом удовлетворительно
согласующиеся результаты.
3-3. Элементы энергетического баланса
и электрические свойства квазистационарной плазмы
Для понимания основных особенностей импульсного
разряда важное значение имеет знание элементов его
энергетического баланса. Приходная часть баланса —
это выделившаяся в разряде энергия внешнего электри-
ческого поля (джоулева энергия), а расходная — слага-
ется из всевозможных потерь.
Величина вводимой в разряд энергии может опреде-
ляться путем измерения временных зависимостей тока и
напряжения. Поскольку разряд обладает омическим со-
противлением, произведение мгновенных значений тока
и напряжения определяет мгновенное значение переда-
ваемой в лампу мощности. Часть этой мощности теряет-
ся на электродах, но электродные потери сравнительно
невелики (см. гл. 4).
Остальные потери сводятся в конечном счете к двум
составляющим: выходящее через стенки лампы излуче-
ние и потери на стенках, вызывающие их нагрев. Изме-
рения показывают, что при оптимальных условиях из-
лучение составляет основную долю расхода энергии
(этим определяется ценность такого импульсного разря-
да, как источника света), а тепловые потери в стенках
кварцевых ламп составляют только 15—25% энергии
импульса (потери в стеклянных лампах из-за меньшей
прозрачности стекла несколько выше).
Интегральный энергетический баланс за все время
разряда может отличаться от баланса мощности на ква-
зистационарной стадии. Это связано с тем, что при фор-
мировании разряда часть энергии расходуется на газо-
динамические процессы и на изменение внутренней энер-
гии плазмы. Исследование калориметрическим методом
зависимости потерь На стенках от времени (путем пре-
кращения тока в различные моменты разряда) и одно-
временные измерения мгновенных значений тока и на-
пряжения, а также радиационных потерь (с помощью ра-
диационного термоэлемента) позволили оценить
мгновенные значения энергетического баланса на протя-
жении импульса. На рис. 3-8 представлена зависимость
потерь на стенках от времени при энергиях разряда
меньше 0,6 предельной, когда
чески отсутствует (при более
Рис. 3-8. Зависимость потерь
в стенках лампы ИФП 800 от
времени (испарение стенок от-
сутствует) [Л. 3-32].
1 — /м=2,2-103 А/см2; 2 —/М=3,4Х
ХЮ3 А/см2.
испарение стенок практи-
высоких энергиях потери
на стенках быстро воз-
растают, доходя до 40—
50% — см. гл. 6). К мо-
менту максимума тока —
примерно через 450 мкс
после начала импульса
общей длительностью
1,2 мс — на стенках рас-
сеивается более 60%
всей энергии, поглощае-
мой ими за всю вспышку.
В квазистационарной ста-
дии, когда газодинамика
практически не играет
роли, у разрядной труб-
ки с внутренним диамет-
ром 7 мм при изменении
плотности разрядного то-
ка от 1Д-103 до 5-Ю3
А/см2 потери на стенках
кварцевой лампы состав-
ляют 15±3% мгновенных значений электрической мощ-
ности — возможно, несколько меньше, чем эти же по-
тери при измерениях интегрального по времени баланса.
Если механизм излучательных потерь разряда в це-
лом известен, то механизм потерь на стенках изучен
слабо. Достаточно надежные оценки практически ис-
ключают кондуктивную теплопроводность как механизм
передачи существенной доли энергии из плазмы к стен-
кам. Остаются механизмы поглощения стенками части
излучения разряда в ультрафиолетовой области спектра
и амбиполярная диффузия частиц (ионов и электронов),
сопровождающаяся выделением энергии при рекомби-
нации.
Кварцевое стекло, применяемое для изготовления
оболочек наиболее мощных и эффективных трубчатых
импульсных ламп, непрозрачно для излучения с длиной
волны короче 200 нм, причем этот предел в зависимости
от чистоты кварца может смещаться на +20 нм. Доля
поглощаемого кварцем излучения импульсных разрядов
в тяжелых инертных газах, значительная часть которо-
го лежит в спектральном интервале, прилегающем к их
резонансным линиям вблизи 120 нм, оценивается в 10—
15% всего лучистого потока. В том случае, когда разо-
грев стенки сопровождается заметным испарением ее
материала одновременно наблюдается эффект «обрати-
мой непрозрачности» [Л.3-33, З-ЗЗа]. Этот эффект со-
стоит в сдвиге границы пропускания в длинноволновую
область, вызывающем дополнительный рост поглощае-
мой стенками энергии излучения. Экспериментальные
данные об участии частиц в передаче энергии стенкам
отсутствуют, а оценки потока ионов на стенки, заимст-
вованные из расчетов для сильно ионизированной плаз-
мы низкого давления, в которой существует значитель-
ный отрыв электронной температуры от ионной, для вы-
соких давлений не применимы. Однако сопоставление
экспериментальных данных об энергетических потерях
на стенках с оценкой возможной доли энергии излуче-
ния разряда, поглощаемой стенками, позволяет считать,
что при оптимальных условиях — не слишком низких
давлениях (начальное давление в трубке более 104 Па)
и не слишком малых диаметрах разрядной трубки (не
меньше 5 мм) — основную роль играет поглощение ко-
ротковолнового ультрафиолетового излучения разряда.
Существенное снижение лучистого к. п. д. разряда при
отходе от оптимальных параметров (пониженное давле-
ние, малый диаметр трубки, недостаточная энергия для
ее заполнения и установления квазистационарного раз-
ряда) может свидетельствовать об увеличении других
видов энергетических потерь.
Важнейшим физическим параметром газоразрядной
плазмы, определяющим ее электрические свойства, яв-
ляется удельная электрическая проводимость — макро-
скопическая характеристика переноса заряда плазмой,
связанная с двумя другими электрическими характери-
стиками разряда — плотностью тока / и градиентом
электрического поля Е — известным соотношением:
/ = аЕ. (3-25)
Явления переноса в газе отражаютнаправленность
кинетических процессов, возникающую под действием
внешних сил и проявляющуюся на фоне хаотического
теплового движения частиц. В рамках кинетической тео-
рии газов к настоящему времени наиболее детально
изучены переносные свойства плазмы, находящейся в
одном из двух крайних состояний: слабоионизированная
плазма сравнительно низкой плотности и полностью
ионизированная плазма, сохраняющая свойства идеаль-
ности. Первый случай характеризуется быстрым убыва-
нием сил взаимодействия между частицами с расстоя-
нием и возможностью рассматривать взаимодействия
электронов с атомами как парные столкновения. Про-
цесс парных столкновений частиц описывается кинети-
ческим уравнением Больцмана. В [Л.3-34] на основе
решения больцмановского уравнения методом Энского
получено следующее выражение для электропроводно-
сти слабоионизированной идеальной плазмы:
а = 0,532
е® х
(те kT)1/2 qea
(3-26)
где х=пе1 (па-]--пе) язпе1па— степень ионизации газа;
Qea — сечение взаимодействия электрон-атом (определе-
ние величины qea является самостоятельной задачей);
те — масса электрона.
В полностью ионизированном газе определяющую
роль играют кулоновские взаимодействия между заря-
женными частицами, исключающие предположение о
короткодействующих силах и, следовательно, о парных
столкновениях частиц. Взаимодействия приобретают
коллективный характер. Тем не менее при выполнении
определенных условий кулоновские взаимодействия уда-
ется представить как эквивалентные парные столкно-
вения электронов с ионами, которые описываются кине-
тическим уравнением Больцмана [Л.3-35—3-38].Такими
условиями являются: 1) преобладание множествен-
ных электронно-ионных столкновений с большим при-
цельным параметром (дальние столкновения), в резуль-
тате каждого из которых скорость частиц меняется на
малую величину; 2) ограничение дальности кулонов-
ских взаимодействий явлением экранировки зарядов (в
ачестве границы дальнодействия может быть принята
?фера дебаевского радиуса rD— (^Т/4лпее2)1/2); 3) налш
чие достаточно большого числа частиц в сфере дебаев-
ского радиуса (nD^nerzD »1).
При выполнении указанных условий частота элек-
тронно-ионных соударений и проводимость полностью
ионизированной идеальной плазмы определяются- соот-
ношениями, полученными Спитцером [Л.3-39]:
vef = 1,8 Zne lnA/73/2;
а= 1,55-10“4 T3/2/Z2 In Л,
(3-27)
(3-28)
где Z— заряд иона; In Л — так называемый кулонов-
ский логарифм (слабозависящий от рода газа, плотно-
сти и температуры коэффициент, при обычных услови-
ях приближенно равный 3; A=l,25-104 73/2/Zn]/2). Соот-
ношения (3-27) и (3-28) могут использоваться и в случае
частично ионизированной идеальной плазмы, в ко-
торой суммарное сечение электронно-ионных взаимодей-
ствий ncqei много больше суммарного сечения электрон-
но-атомных столкновений naqea- Один из путей расчета
проводимости частично ионизированной плазмы с уче-
том как электронно-ионных, так и электронно-атомных
столкновений, предложенный в [Л.3-40] и развитый в
ряде последующих работ, состоит в построении интер-
поляционных формул, переходящих в предельных слу-
чаях слабо и полностью ионизированной плазмы соот-
ветственно в соотношения (3-26) и (3-28). Такой путь
позволяет получить относительно простые и удобные
для вычислений соотношения, хотя обоснование их спра-
ведливости в промежуточной между двумя предельны-
ми случаями области отсутствует.
Другой путь состоит в численном решении уравнения
Больцмана для частично ионизированного газа. Он свя-
зан с серьезными вычислительными трудностями, но
обеспечивает получение обоснованных результатов при
любых значениях степени ионизации. Применительно к
инертным газам таким методом рассчитывались коэф-
фициенты переноса [Л. 3-41—3-46]. На рис. 3-9, взятом
из [Л.3-44], приведен ход расчетной зависимости удель-
ной проводимости в аргоне от давления газа при раз-
ных значениях температуры. Можно отметить, что во
всем диапазоне давлений (от 0,05 до 100 МПа) и темпе-
ратур (от 10 000 до 17 000 К) результаты работы [Л. 3-44]
качественно согласуются с расчетом по формуле
Рис. 3-9. Полученные Девото
расчетные зависимости удель-
ной проводимости в аргоне от
давления газа (сплошные ли-
нии) и зависимости, вытекаю-
щие из теории Спитцера (пунк-
тир).
(3-28), а количественно несколько превосходят его. Это
может означать, что в данных диапазонах температур
и давлений учитываемый при уточненном расчете прово-
димости частично иони-
зированного газа вклад
электронно-атомных стол-
кновений по сравнению с
вкладом электронно-ион-
ных взаимодействий не-
значителен.
Приведенные резуль-
таты перестают быть
справедливыми при на-
рушении идеальности
плазмы. Отклонение от
идеального состояния на-
ступает, когда энергия
кулоновских взаимодей-
ствий между заряженны-
ми частицами становится
соизмеримой с энергией
теплового движения час-
тиц. В качестве меры не-
идеальности плазмы используется безразмерный фактор
y=Ze^!kTd = 1,67-10~3 п^/Т (3-29)
(d — среднее расстояние между ионами), равный отно-
шению потенциальной энергии кулоновского взаимодей-
ствия к кинетической энергии хаотического движения
частиц.
Параметры плазмы импульсных разрядов в трубча-
тых лампах, охарактеризованные в § 3-2, позволяют
оценить степень ее неидеальности и применимость для
нее существующих методов расчета переносных коэф-
фициентов. В зависимости от режима разряда фактор
у меняется в пределах от 0,1 до 0,15. Во всех случаях
число частиц в сфере дебаевского радиуса составляет
от 1,5 до 3. Для сравнения укажем, что в атмосферных
дугах при тех же температурах у меняется от 0,04 до
0,07, a nD—6ч-10. В дугах, таким образом, состояние
плазмы не сильно отличается от идеального и хорошо
выполняется условие Ил^>1. Напротив, в импульсных
разрядах высокого давления отклонение от идеальности
вполне заметно, а число частиц в .дебаевской сфере со-
измеримо с единицей. Плазма с такими параметрами,
для которых нарушаются основные условия применимо-
сти существующих методов расчета коэффициентов пе-
реноса, называется слабонеидеальноп недебаевской.
Кинетическая теория неидеальной плазмы, обосно-
вывающая методы расчета ее переносных свойств, нахо-
дится в самом начале своего развития. Как отмечается
в обзоре проблематики и достигнутого уровня теории
[Л. 3-52], многие ее задачи решены неполно, а многие
даже не поставлены. Понятно, что в этих условиях роль
экспериментального определения коэффициентов пере-
носа в плазме импульсного разряда повышается.
Отмеченные в предыдущем параграфе особенности
импульсного разряда в трубчатых лампах, а именно,
достижение на квазистационарной стадии ЛТР и посто-
янство параметров во всем занимаемом плазмой объе-
ме, позволяют для каждого момента времени опреде-
лять удельную проводимость плазмы по формуле (3-25)
на основании значений плотности тока в разряде j и на-
пряженности электрического поля Е, взятых из экспери-
ментальных вольт-амперных характеристик на квази-
стационарной стадии типа представленных на рис. 3-10.
Погрешность определяемой таким путем проводимо-
сти складывается, во-первых, из погрешности определе-
ния / и Е, во-вторых, погрешности, вносимой предполо-
жением о равномерном температурном распределении
в разряде. Согласно данным [Л. 3-20, 3-21] наблюдае-
мое отклонение температурного профиля от идеального
(см. рис. 3-1) гарантирует, что среднее по диаметру
разряда значение удельной проводимости отличается от
максимального не более чем на 3% (для профиля тем-
пературы, измеренного в трубке прямоугольного сече-
ния, это отклонение увеличивается до 8%). Что же ка-
сается погрешности определения силы тока, диаметра
трубки и напряженности электрического поля, то они
обеспечивают определение о из соотношения (3-25) с
погрешностью не выше 15%.
В результате систематического изучения зависимости
проводимости от параметров разряда было установле-
но, что для определенной лампы проводимость одно-
значно зависит от плотности тока и что она весьма сла-
бо зависит от радиуса трубки, рода инертного газа и
начального давления, несколько снижаясь с увеличени-
ем р0 и атомного номера..
Некоторые результаты измерений зависимости удель-
ной проводимости от плотности тока приведены на рис.
3-11, 3-12. На первом рисунке представлены аппрокси-
мационные зависимости (2-2) и предложенная в работе
Рис. 3-10. Вольт-амперные характеристики импульсного разряда на
квазистационарной стадии.
а — в лампе ИФП 800 [Л.2-5]. Экспериментальные точки: 1, 2, 3 — Хе при
ро=0,08, 0,03 и 0,013 МПа соответственно; 4, 5 — Кг и Аг при ро=0,053 МПа.
Пунктир — расчет по методу § 3-5; 6 — Хе, ро=О,08 и 0,053 МПа; 7 — Хе, Ро=
=0,013 и аргон, Ро=0,053 МПа; 8— Кг, ро=0,053 МПа; б — вольт-амперные ха-
рактеристики импульсного разряда [Л.1-67, 2-7]; Хе, ро=0,013 МПа, 1—7 см,
d- =0,34 мм; /, 2, 3— С=0,1 мкФ; 4, 5 — 0,25 мкФ; 6 — 0.5 мкФ.
[Л.З-16] зависимость о=0,885/°’5. Аппроксимационные
формулы зависимости проводимости от плотности тока
не учитывают влияния рода газа и давления Между
тем, как видно из рис. 3-1 , при фиксированной плотно-
сти тока изменение давления газа может сопровождать-
ся изменением проводимости, превышающим погрешно-
сти измерений.
Рис. 3-11. Экспериментальные данные о зависимости проводимости
плазмы от плотности тока.
Ксенон: /, 2 — ро=0,053 МПа, =1,1 и 0,67 см соответственно, /=13 и 8 см
[Л.3-47]; 3 — ро=О,О4 МПа, d; =1,1-г3,6 см [Л.3-48]; 4 —ро=О,053 МПа, df =
*=0,7 см, /=8 см [Л.3-49]; 5, 6 — р0=0,053 МПа, dj =0,74 н 1,55 см соответствен-
но [Л.3-50]. Криптон, Ро=О,О53 МПа: 7 — d^ =1,1 см, /=13 см [Л.3-47]; 8—
d^=0,7 см, /=8 см [Л.3-27]. Аргон, ро*=О,О53 МПа: S' —dj=l,l см, 7=13 см
[Л.3-47]; 10 —-dj=0,7 см, / = 8 см [Л.2-49]. Эмпирические зависимости: 11 —
a=0,885j°’5 [Л.3-16]; 12 — формула <У=2/°*^ (2-2).
Рис. 3-12. Зависимость проводимости от плотности тока в импульс-
ной лампе ИФП 800 [Л. 3-49].
/ —р0=0,053 МПа; 2 — 0,08 МПа; 3 — 0,013 МПа.
Для сравнения теорий проводимости плазмы с экс-
периментом определяющее значение имеют данные, поз-
воляющие связать электрические свойства с состояни-
9 10 11 12 13 14-103К
Рис. 3-13. Зависимость удельной проводимости ксеноновой плазмы
от температуры.
Эксперимент: /, 2, 3 — ро=О»О13, 0,053 и 0,08 МПа соответственно [Л.3-49]; 4 —
р0=О,О4 МПа [Л.3-511; 5 — ро=О,О53 МПа [Л.3-20]; 6 — р0-0,053 МПа [Л.3-53].
Расчет: 7 — теория полностью ионизированного газа [JI.3-39] (использованы
экспериментальные значения пе и Т); 8 — теория частично ионизированного
идеального газа. р = 1 МПа [Л.3-41; Л.3-46]; 9 — приближенная формула (3-33).
ем плазмы, т. е. с ее температурой и концентрацией за-
ряженных частиц. Такие экспериментальные данные для
ксенона приведены на рис. 3-13. Там же представлены
результаты расчетного определения о (Т) по формуле
Спитцера (3-28) и по данным Девото [Л.3-4] (для р =
= 1 МПа), учитывающим в приближении идеальной
плазмы вклады электронно-ионных и электронно-атом-
ных взаимодействий в частично ионизированной плазме.
Сравнение двух теоретических результатов и экспери-
ментальных данных показывает, что вклад электронно-
атомных соударений имеет значение лишь при темпера-
турах ниже 10 000 К и что экспериментальные значения
проводимости примерно на 40% меньше теоретических.
На рис. 3-14 и 3-15 представлены результаты экспе-
риментального и расчетного определения зависимости
от температуры проводимости криптоновой и аргоновой
плазмы, из которых следует тот же вывод о расположе-
Нии экспериментальных точек примерно на 40% ниже
соответствующих теоретических значений. Представлен-
ные на рис. 3-14, 3-15 экспериментальные значения про-
Рис. 3-14. Зависимость удель-
ной проводимости криптоновой
плазмы от температуры.
Эксперимент: 1 — р0=0^053 МПа
[Л .3-27]; 2—атмосферная дуга
[Л.3-54]. Расчет: 3 — теория полно-
стью ионизированного газа [Л.3-39];
4, 5 — теория частично ионизиро-
ванного газа при р = 1 и 0.1 МПа
соответственно [Л .3-41]; 6—по
(3-33).
Рис. 3-15. Зависимость удель-
ной проводимости аргоновой
плазмы от температуры.
Эксперимент: 1 — ро=0,053 МПа
[Л.2-49]; 2 — ро=0,О53 МПа [Л.3-53];
3, 4, 5 — атмосферные дуги по ра-
ботам [Л.3-54—3-56]. Расчет: 6, 7—
теория частично ионизированного
газа [Л.3-44] для р=1 и 0,1 МПа;
8 — теория полностью ионизирован-
ного газа. [Л.3-391; Р —по (3-33).
водимости плазмы атмосферных криптоновой и аргоно
вой дуг близки к теоретическим и превышают соответ
ствующие данные для им-
пульсных разрядов в
среднем на 30%. Резуль-
таты всех измерений про-
водимости на квазиста-
ционарной стадии им-
пульсных разрядов в трех
инертных газах сведены
в едином графике рис.
3-16. При одинаковой
температуре проводи-
мость тем выше, чем
Рис. 3-16. Ход эксперименталь-
ных зависимостей О (Г) для
трех инертных газов [Л. 2-49].
меньше потенциал иони-
зации газа (концентрация заряженных частиц при дан-
ной температуре с уменьшением потенциала ионизации
растет).
Обнаруженное заметное отличие измеренных значе-
ний проводимости плазмы импульсных разрядов высо-
кого давления от проводимости плазмы тех же газов
при атмосферном давлении не находит объяснения в
рамках существующей теории переноса зарядов в иде-
альной плазме с преобладающими электронно-ионными
взаимодействиями. Условия в плазме импульсного раз-
ряда отличаются от условий в плазме атмосфернойдуги
более высокими давлениями (в описанных эксперимен-
тах 0,3—1,8 МПа), а также, как отмечалось выше, более
заметным отклонением от идеальности и малым числом
частиц в дебаевской сфере (от 1 до 3). Наблюдаемое
для импульсных разрядов снижение проводимости объ-
ясняется отдельными авторами возросшей долей элект-
ронно-атомных соударений [Л.3-58, 3-59] или эффекта-
ми коллективных кулоновских взаимодействий в неиде-
альной плазме. Поскольку методов раздельного измерения
вкладов в проводимость тех или иных взаимодейст-
вий не существует, эксперимент не может подтвердить
какого-либо из этих предположений. Что же касается
теоретического подхода, то последовательно выполнен-
ные в рамках кинетической теории переноса в идеаль-
ной плазме расчеты проводимости с привлечением наи-
более надежных значений сечений электронно-атомных
и электронно-ионных соударений [Л.3-44, 3-45] указы-
вают на весьма малую роль первых -по сравнению со
вторыми почти во всем диапазоне температур и давле-
ний, реализующихся в низкотемпературных импульсных
разрядах высокого давления *.
В [Л.2-5] предложено ввести в теоретические соот-
ношения (3-27) и (3-28) функциональную поправку, оп-
ределяемую путем сравнения экспериментальных значе-
ний частоты столкновений в плазме, получаемых из со-
отношения
V3Kcn = — — (3-30)
те о
при измеренных значениях пе и о, с теоретическими зна-
чениями, рассчитанными из соотношения (3-27) при
подстановке в него экспериментальных величин Т и пе.
1 Предположение о значительном вкладе в проводимость плаз-
мы высокого давления электронно-атомных взаимодействий подкреп-
ляется расчетами на основе приближенных интерполяционных мето-
дов, уступающих в точности и последовательности расчетам в работах
[Л. 3-44, 3-45].
Вводимая поправка [3=vSKcn/vTeop имеет смысл при ус-
ловии, что удается определить ее зависимость от пара-
метров плазмы.
Так как |3 входит множителем в соотношение (3-27),
ее можно рассматривать как поправку к заряду иона Z,
вводя понятие эффективного заряда Zs$ (эффективный
заряд трактуется как величина, характеризующая вза-
имодействующее с электроном эффективное поле мно-
гих ионов в условиях, когда нарушается аддитивность
взаимодействий заряженных частиц). При однократной
ионизации ZB$ тем сильнее отличается от единицы, чем
значительнее состояние плазмы отличается от идеаль-
ного.
Значение эффективного заряда на основании такой
трактовки должно зависеть от среднего расстояния меж-
ду ионами, пропорционального п~}13, и от средней ско-
рости движения частиц. В условиях достижения ЛТР
средняя скорость частицы является функцией темпера-
туры плазмы (например, пропорциональна Та). Пред-
полагаемая зависимость Zs$ от параметров плазмы
представляется в виде
4Ф = 1+Ии’/3, Та). (3-31)
Проведенный в [Л.2-5] анализ многочисленных экс-
периментальных данных, относящихся как к сверхатмо-
сферным, так и к атмосферным дугам в разных газах,
позволил выразить соотношение (3-31) в явном виде:
гэф= 1 +53п1/з/р (3-3 Л)
(пе — в см-3, Т — в К). Экспериментальные данные и
зависимость (3-31') представлены на рис. 3-17, а.
С учетом поправки (3-3 И) удельная проводимость
плазмы определяется соотношением
о = 1,55-10~4 T3/2/Z2$ In А1; (3-32)
где Ai=A/Zri(t>. При Z3ci)=l, т. е. в случае идеальной
плазмы, соотношение (3-32) совпадает с формулой
Спитцера для проводимости полностью ионизированной
плазмы.
Нетрудно убедиться, что величина
In Ах = Z3% In (1,25- 104 T3/2/Z3cl) пУ2)
после подстановки значения пе из уравнения Саха ока-
зывается пропорциональной безразмерному фактору
eUilkT. Соответственно выражение (3-32) можно заме-
нить приближенным соотношением
а«СТ5/2/(7г. С3'33)
где С — постоянный коэффициент с точностью до вхо-
дящих в него величин, слабо меняющихся с темпера-
турой. Он может быть определен из экспериментальных
данных. Как видно из рис. 3-17,6, на котором представ-
лена экспериментальная зависимость С от температуры
д-1 о-л -?
• -г о-5
а -3 л-6
° _________________________
а ;°ео£ of os
___L- I I l |._ I | | 7~
77 /<? 15 103 К
6)
Рис. 3-17. Экспериментальные данные о зависимости эффективного
заряда иона 7Эф от параметра Х=1,2-1013-п./3/7’2 [Л. 2-5] (а) и ко-
эффициента С (3-33) от температуры (б).
а—/, 2, 3 — ксенон, ро=0,О8, 0,053 и 0,013 МПа; 4, 5—криптон и аргон, ро=
=0,053 МПа [Л.2-49, 3-27]; 6, 7 — аргон, р=0,1 МПа [Л.3-55, 3-56]; 8, 9 — азот,
р=0,1 и 0,2 МПа [Л.3-56]; сплошная линия — соотношение (З-ЗГ); 6 — 1, 2, 3 —
ксенон, ро=*О,О13, 0,053 и 0,08 МПа [Л.3-49]; 4, 5 — криптон и аргон, ро==0,053
[Л.2-49, 3-27]; 6, 7 —ксенон и аргон, р0=0,053 МПа [ Л.3-531; линия — среднее
значение.
для трех инертных газов, этот коэффициент, действи-
тельно, можно считать постоянным во всем диапазоне
температур — от 9000 до 17 000 К- При этом С=3,4Х
ХЮ 8 Ом~' •см~1 -К-5/2 -В с погрешностью менее 12%.
3-4. Излучательные и поглощательные свойства
квазнстационарной плазмы
Механизм излучения низкотемпературной газораз-
рядной плазмы определяется, как говорилось выше, сво-
бодно-свободными переходами электронов в поле ионов
или атомов с потерей части кинетической энергии, а так-
же свободно-связанными и связанно-связанными пере-
ходами электронов в нижележащие состояния атомов и
ионов. Поглощение электромагнитной энергии в плазме
определяется соответствующими обратными процессами.
Такой механизм приводит к образованию как непрерыв-
кого, так и дискретного спектров излучения и поглоще-
ния.
Излучательные свойства плазмы характеризуются
спектральным коэффициентом излучения ev, который
определяет количество лучистой энергии, испускаемой
единичным объемом плазмы в единичном спектральном
интервале за единицу времени в единичный пространст-
венный угол. Поглощение излучения в данном спект-
ральном участке определяется показателем поглощения
xv, выражаемым в обратных сантиметрах. Величина
l/xv равна пути луча света с частотой v в однородной
плазме, на котором его интенсивность вследствие погло-
щения падает в е раз.
В условиях ЛТР коэффициент излучения и показа-
тель поглощения связаны между собой законом Кирх-
гофа (3-4). Это обстоятельство создает впечатление
равноценности обоих параметров и возможности харак-
теризовать излучательные свойства плазмы одним из
них (при условии, что известна температура плазмы).
Однако для практических целей эти параметры равно-
правны лишь в случае оптически прозрачной плазмы,
когда оптическая толщина nvl мала. Если же реабсорб-
ция излучения заметна и xvZ не является малой величи-
ной, то при экспериментальном определении коэффици-
ента излучения или использовании его расчетного зна-
чения встречаются трудности из-за необходимости учета
переноса излучения. Например, при измеренном пото-
ке излучения Ov, выходящего из плазменного слоя про-
тяженностью I, коэффициент излучения ev не равен (Dv/Z,
так как он является не только функцией температуры и
давления, но и координаты. Наоборот, пользуясь рас-
четным значением ev, нельзя определить поток излуче-
ния Ov без учета переноса излучения. При определении
показателя поглощения xv таких затруднений не возни-
кает, поэтому пользование этим параметром оказывает-
ся более удобным.
Помимо локальных спектральных характеристик из-
лучения и поглощения, для прикладных задач важно
знать суммарные характеристики газоразрядной плазмы
определенных геометрических очертаний: общее излуче-
ние всего объема плазмы в определенном спектральном
участке или во всем спектральном диапазоне. Нахожде-
ние связей интегральных характеристик с физическими
параметрами излучения и поглощения является задачей
большой сложности, решение которой получено лишь
для немногих частных случаев.
Ввиду того что излучение и поглощение имеют диск-
ретный и непрерывный характер, а расчетные методы
определения каждого вида этих величин различаются
между собой, экспериментально обычно также стремят-
ся измерять непрерывное и линейчатое излучение или
поглощение раздельно. Методы расчета показателя по-
глощения (коэффициента излучения) в спектральных
линиях подробно рассмотрены в [Л.3-59, 3-60]. Поток
излучения линии в первом приближении пропорциона-
лен разности населенностей верхнего и нижнего уровней
перехода и вероятности этого перехода Ам. В ЛТР-
плазме при заданной температуре и давлении населен-
ность конкретного уровня определяется уравнением
Больцмана (3-2), поэтому задача расчета интенсивно-
сти дискретного излучения (поглощения) сводится к оп-
ределению соответствующих вероятностей переходов.
Для многих линий различных газов эта величина найде-
на экспериментально. При необходимости ее расчетного
определения следует иметь в виду, что точный расчет
Ahi возможен лишь для одноэлектронной системы. Для
многоэлектронной системы существуют приближенные
квантовомеханические методы определения Ам, однако
при их использовании нужна дополнительная информа-
ция, источником которой служит эксперимент. Так, для
расчета вероятности переходов большого числа линий
применение известных методов Хартри и Фока, изложе-
ние которых можно найти в [Л.3-5, 3-59—3-62], оказы-
вается практически невозможным. В этих случаях ис-
пользуется метод Бейтса и Дамгаарта [Л.3-63], в'кото-
ром для расчета привлекаются экспериментальные дан-
ные об энергиях уровней данного перехода. Точность
этого метода применительно к расчету Ам для одного
перехода невелика, но при расчете суммарного коэффи-
циента излучения (показателя поглощения) для боль-
шого числа линий точность конечного результата ока-
зывается вполне приемлемой для решения практических
задач.
Непрерывное поглощение (излучение) в интенсивных
низкотемпературных разрядах соизмеримо с линейча-
тым, а в случае, например, ксенонового разряда высоко-
го давления оно преобладает. Основным механизмом не-
прерывного поглощения в низкотемпературной плазме
является процесс фотоионизации, детально рассматри-
ваемый в [Л.3-61, 3-64, 3-65]. Теоретический расчет не-
прерывного поглощения включает определение сечений
фотоионизации для всех состояний, с которых возможен
фотоэффект на частоте v, определение числа частиц в
каждом таком состоянии и суммирование вкладов от-
дельных состояний [Л.2-23, 3-6]. Учет вклада тормоз-
ных процессов (свободно-свободных переходов) в по-
глощение (излучение) не представляет принципиальных
трудностей. В импульсных разрядах с температурой
плазмы около 10000 К вклад тормозного излучения за-
метен лишь в ПК-области спектра при %^2 мкм. По
сравнению с излучением в более коротковолновом спект-
ре этот вклад невелик.
Центральным звеном расчета непрерывного погло-
щения является определение сечения фотоионизации.
Для этого успешно применяется метод квантового де-
фекта, предложенный Берджессом и Ситоном [Л.3-66—
3-68]. Его обоснование приведено в работе [Л.3-69].
При некоторых упрощающих предположениях Бибер-
ман и Норман на основе метода квантового дефекта
разработали расчет непрерывного поглощения (излуче-
ния) многоэлектронных атомных систем. Для практиче-
ского использования, в частности, удобны следующие
соотношения [Л.2-23, 3-70—3-72]:
к (у, Т) = 4,3 пе пл (kTT112 Z2 exp Г Mv + Av)-е ДЕД 1 v~3.
kT J
(3-34)
e (v, T) = 6,36-10-54ne tii (kT)~'/2 X
XZ2exppAv~reAt/f ]g(v), (3-35)
где x(v, T) —в см”1; e(v, 7) —в Дж-см-3-с_1-ср^1; T
в К; АЦ— снижение потенциала ионизации, определяе-
мое, например, соотношением (3-10), В; Av — сдвиг по-
роговой частоты границы серии, определяемой в первом
приближении соотношением Инглисса — Теллера
[Л.3-73], с-1:
lg /zAv = 5,069 + 0,2671g " (3-36)
g(v)—безразмерный фактор, определяемый квантово-
механическим расчетом (для ксенона, криптона и арго-
на расчетные значения g(v), заимствованные из [Л.2-23],
приведены на рис. 3-18).
Соотношения (3-34) и (3-35) справедливы для час-
тот v, меньших граничной частоты тг, определяющей
границу плотной группы термов конкретного атома, фо-
тоионизация с которых может учитываться интегрально.
Для ксенона, например, vr«7-1014 с-1. Вклады погло-
щения и излучения на частотах v>vr определяются
соотношениями:
н (v, Т) = к (vr, Т) ехр
S Ог)
'h (v — уг)
kT
(3-37)
е (v, Т) = е (vr, Т) ехр
I Ос)
h (v — vr)l
. at ]
+ S<k/(V,T). (3-38)
Рис. 3-18. Спектральная зави-
симость фактора g(v) для трех
инертных газов.
Сумма показателей по-
глощения (коэффициентов
излучения) в правых частях
приводимых соотношений
учитывает вклады отдель-
ных изолированных уровней
атома, частота которых пре-
вышает vr. Число таких
уровней в инертных газах
невелико.
В случае однородной оп-
тически прозрачной плазмы
вычисление интенсивностей
непрерывного излучения и
излучения в отдельных ли-
ниях позволяет определить
при известных геометриче-
ских размерах занимаемой
плазмой области суммарное
излучение этой области. Од-
нако в большинстве случаев, связанных с импульсны-
ми разрядами, приближение оптически прозрачной плаз-
мы неприемлемо — вычисление локальных значений
излучения континуума и отдельных линий приходится
дополнять учетом переноса излучения, которое требует
знания температурного поля во всем занимаемом плаз-
мой пространстве.
В [.3-74] была предложена методика расчета ин-
тегрального излучения поглощающей плазмы, приме-
ненная к аргону в [Л.3-75, 3-76]. При расчете опреде-
лялся поток суммарного излучения, выходящего через
единичную площадку в центре равномерно нагретой по-
лусферы. Как показано в [Л.3-77], результат такого
определения потока излучения остается справедливым
и для разряда с цилиндрической конфигурацией, при
которой характерным размером является диаметр плаз-
менного цилиндра. Это позволяет распространить все
расчетные результаты, полученные по методу работы
[Л.3-74], на случай импульсных разрядов с однородным
цилиндрическим столбом.
Расчеты суммарного излучения аргоновой плазмы в
[Л.3-75, 3-76], выполненные в широком диапазоне изме-
нений температур, давлений и характерного размера
плазмы, подсказывают ряд интересных качественных
выводов. Во-первых, плотность потока излучения прак-
тически не зависит от характерного размера плазмы по
крайней мере до 10 см включительно, в результате, за-
метно поглощающая плазма проявляет «квазипрозрач-
ные» свойства. Во-вторых, плотность потока излучения
остается пропорциональной давлению в диапазоне от
0,01 до 10 МПа. Лишь при низких температурах (около
6000 К) эта пропорциональность нарушается, главным
образом в области высоких давлений, порядка 10 МПа.
В-третьих, температурная зависимость суммарного из-
лучения достаточно хорошо следует экспоненциальному
закону, если степень ионизации не слишком высока
(меньше 50%).
Экспериментальные методы определения показателя
поглощения в линиях изложены в [Л.3-60, 3-78, 3-79].
Измерения показателя непрерывного поглощения осно-
ваны на тех же принципах, но несколько отличаются по
технике исполнения.
Один из методов определения показателя поглоще-
ния, основанный на измерении углового распределения
интенсивности излучения в однородной осесимметрич-
ной плазме (метод индикатрис), основывается на тео-
ретических предпосылках, изложенных в [Л.3-80] — см.
§ 5-5. Этот метод достаточно сложен в реализации и
требует как высокой точности вычислений теоретических
кривых, в которые должна быть внесена поправка на
искажение углового распределения силы света из-за
прохождения излучения через стенки трубки [J1.3-81]—
см. § 5-5, так и весьма точного эксперимента. Разновид-
ностью этого метода можно считать использование за-
кона Кирхгофа в форме
',='„(1-^'). <3'39>
где Z —интенсивность излучения черного тела при
температуре Т.
Более эффективен метод определения коэффициента
поглощения путем просвечивания плазмы собственным
излучением, отражаемым зеркалом. Если за источником
излучения, например трубкой с разрядом, установлено
плоское зеркало с коэффициентом отражения г, то рас-
положенный перед трубкой приемник отметит увеличе-
ние силы света I по сравнению с силой света 10 при
зеркале, отсутствующем или закрытом, соответствующее
выражению:
/= 70(1+гб4е~и'), (3-40)
где б — коэффициент пропускания излучения стенками;
I — толщина просвечиваемого слоя. При известных зна-
чениях г, б и I для нахождения показателя поглощения
надо измерить отношение Zv//Ov. В [Л.3-82] было по-
казано, что измерения с вогнутым зеркалом эффектив-
нее, чем с плоским. Успешно измерялись показатели
поглощения в ксеноновом импульсном разряде при при-
менении параболического зеркала [3-83]. Недостатками
метода следует считать необходимость точного опреде-
ления значений г и б на каждой длине волны и сниже-
ние точности измерений по мере увеличения показателя
поглощения, так как при этом отношение 1/10 приближа-
ется к единице.
Наконец, наиболее эффективный метод определения
показателя поглощения основан на просвечивании ис-
следуемой плазмы излучением вспомогательного им-
пульсного источника с такой интенсивностью и дли-
тельностью вспышки, которые обеспечивают надежное
измерение зондирующего сигнала с достаточным вре-
менным разрешением. Метод не требует учета прозрач-
ности стенок исследуемой разрядной лампы, так как
этот параметр автоматически компенсируется во время
измерений поглощения. Появление оптических кванто-
вых генераторов, обладающих огромной спектральной
яркостью, существенно расширило возможности метода,
распространив его на область весьма больших значений
показателя поглощения (в настоящее время существует
возможность лазерного зондирования плазмы на раз-
личных длинах волн в широком диапазоне спектра — от
УФ до дальнего ИК). Однако при высоких плотностях
мощности лазерного луча возникает существенное взаи-
модействие когерентного излучения с плазмой, вызыва-
ющее изменение ее свойств, чем определяется верхний
предел измерямой величины показателя поглощения.
В первых применениях метода к изучению импульс-
ных ламп [Л. 3-84—3-87] измерялись зависимости по-
глощения излучения от плотности тока, что имело оп-
ределенную практическую пользу, в частности, при вы-
боре параметров осветительных установок с конкретной
лампой в качестве источника света. В [Л. 3-87] эти. из-
мерения были дополнены измерениями температуры
плазмы, однако во всех этих работах отсутствовали дан-
ные о концентрации нейтральных атомов. Между тем
различия в конструкциях применявшихся ламп создава-
ли условия для разного вытеснения газа в балластные
объемы. При этом нельзя надежно сопоставлять абсо-
лютные значения полученные разными авторами.
Более общую информацию дали исследования, в кото-
рых наряду с показателем поглощения определялись и
температура, и состав плазмы, поскольку точной физи-
ческой характеристикой поглощательных свойств плаз-
мы является не показатель поглощения ик как таковой,
а эффективное сечение поглощения, равное отношению
где п — концентрация поглощающих частиц. Лишь
при известных значениях эффективных сечений погло-
щения, приписанных определенной температуре, воз-
можно корректное сравнение между собой различных
экспериментальных данных, а также сравнение экспе-
римента с теорией. В низкотемпературных импульсных
разрядах центрами поглощения являются нейтральные
атомы, поэтому измерения показателя поглощения долж-
ны были сопровождаться определением концентрации
нейтральных атомов.
Типичная схема экспериментальной установки для
измерения непрерывного поглощения излучения в плаз-
ме импульсного разряда показана на рис. 3-19. Иссле-
дуемая лампа просвечивается узким пучком излучения
зондирующей лампы, длительность импульса которой
примерно на порядок меньше, чем у исследуемой лам-
пы. Это позволяет зондировать основной разряд на раз-
личных стадиях его протекания. Измерение интенсивно-
сти зондирующего луча на длине волны К в отсутствие
Рис. 3-19. Оптическая схема установки для определения показателя
поглощения [Л. 3-88].
/ — исследуемая лампа; 2— зондирующая лампа; 3, 4— линзы и диафрагмы,
формирующие зондирующий пучок и направляющие его на щель монохрома-
тора; 5 — монохроматор; 6 — фоторегистраторы; 7 — осциллограф с дифферен-
циальным уси'лителем; 8, 9— контрольный оптический тракт.
основного разряда и при прохождении его через
плазму (ГКз] , позволяет определить прозрачность плаз-
мы ’ связаннУю с показателем поглощения
х, соотношением:
ак = е~кк‘. (3-41)
Если поглощение относительно мало, то х?~(1—
Результаты выполненных в [Л. 3-89] детальных изме-
рений зависимости спектрального показателя поглоще?
ния плазмы импульсного ксенонового разряда от дли-
ны волны в спектральном интервале 300—1100 нм с
шагом от 5 до 1 нм при температуре 11 700 К, включаю-
щие как непрерывную, так и линейчатую составляющие
показателя поглощения, представлены на рис. 3-20.
С ними сопоставлен ход зависимостей от % в относи-
тельных единицах, вытекающий из [Л. 3-84, 3-88, 3-90]
(данные указанных работ приведены к одному масшта-
Таблица 3-2
Параметры разряда при измерениях показателя поглощения
[Лампа ИФП800, внутренний диаметр трубки 0,7 см,
расстояние между электродами 8 см, ксенон, р0 = 0,053 МПа
(400 мм рт. ст.)]
№ режима (рис. 3-21) j, I03 А/см2 пе, 1О‘« см~3 па, Ю1® см—3 т, к
1 1,44 0,55 6,3 10 700
2 2,0 0,8 4,3 И 500
3 2,7 1,0 4,0 12 000
4 3,1 1,12 3,8 12 350
5 3,4 1,25 3,7 12 600
6 3,9 1,4 3,6 12 900
7 4,2 1,47 3,5 13 050
Рис. 3-20. Спектральный показатель поглощения ксеноновой плазмы
в лампе ИФП 1200 при / = 2,6-103 А/см2 ,[Л. 3-89].
Экспериментальные точки других работ: / — [Л.3-88]; 2 [Л.3-90]; 3 ]Л.З-86].
бу на длине волны 600 нм). На рис. 3-21 представлены
зависимости эффективного сечения поглощения в ксено-
не от длины волны, а в табл. 3-2 — соответствующие
данные о составе и температуре плазмы в момент вре-
Рис. 3-21. Спектральная зависи-
мость эффективного сечения по-
глощения в ксеноновой плазме.
1—5 [Л.3-88] соответствуют режимам,
указанным под теми же номерами в
табл. 3-2; 6, 7 — пересчет по данным
[Л.3-86], соответствующий II 600 и
14 000 К.
мени, когда проводи-
лись измерения пока-
зателя поглощения. На
этом же рисунке по-
казаны сечения погло-
щения, пересчитанные
на основании результа-
тов [Л. 3-87] с исполь-
зованием приводимых
там косвенных данных
о концентрации нейт-
ральных атомов. При
температуре около
11 500 К данные обеих
работ удовлетвори-
тельно согласуются
между собой, но при
более высокой темпе-
ратуре имеет место ка-
чественное согласие
хода зависимости при
существенном расхож-
дении количественных
значений. Расхождение
можно приписать не-
точности оценки в
[Л. 3-86] концентра-
^ции нейтральных ча-
стиц и некоторому завышению температуры в разряде.
Экспериментальные зависимости эффективного сече-
ния непрерывного поглощения от длины волны и темпе-
ратуры можно сравнить с теоретическими, приводимыми
в [Л. 2-23, 3-91] (в первой из них переходы с уров-
ней, образующих компактную последовательность, уч-
тены интегрально, во второй — часть этих уровней рас-
считана индивидуально). При %^650 нм (рис. 3-22)
наблюдается качественное различие хода расчетной и
экспериментальной зависимостей, которое возможно
сгладилось бы при учете оптического снижения потен-
циала ионизации в той мере, в какой это указано в ра-
боте [Л. 3-92]. Так, в [Л. 3-93] измерялось непрерывное
поглощение в ксеноне за фронтом ударной волны при
7=10 600 К и % от 400 до 750 нм. По расчетам авторов
этой работы оптическое снижение потенциала иониза-
Рис. 3-22. Сравнение расчетных
и экспериментальных значений
спектральных эффективных сече-
ний поглощения в ксеноне при
Т= 10 000 к.
/ — эксперимент; 2. 3 — расчет по
[Л.2-23 и 3-91} соответственно.
смг
а5
г
10~'9
8
5
ЩО 600 800 нм
Рис. 3-23. Спектральные зави-
симости эффективных сечений
поглощения в криптоновой
плазме [Л. 3-27].
Точки 1—6 соответствуют режимам,
указанным под теми же номерами
в табл. 3-3.
ции с учетом данных [Л.3-92] составляло 0,57—0,62 В,
что заметно превышает рассчитанное по формуле Инг-
лисса — Теллера [Л.3-73] значение 0,5 В. Соответст-
венно исправленные теоретические данные удовлетвори-
тельно согласуются с экспериментом во всем указанном
диапазоне длин волн.
Для криптона и аргона аналогичные измерения эф-
фективных сечений поглощения выполнены в [Л.3-27,
3-94, 3-95], результаты которых представлены на
рис. 3-23 и 3-24 (параметры плазмы даны в табл. 3-3).
Сравнение с расчетными данными для аргона
[Л. 2-23] обнаруживает некоторое качественное рас-
хождение при длинах волн менее 500 и более 700 нм.
При этом количественное различие не превышает 1,8 раза.
На рис. 3-25 сравниваются расчетные и эксперимен-
тальные температурные зависимости эффективных се-
чений поглощения трех инертных газов на длине волны
500 нм. Здесь наблюдается вполне удовлетворительное
Таблица 3-3
Параметры плазмы импульсных разрядов в лампе ИФП-800,
наполненной криптоном или аргоном при р0=0,053 МПа
____________________(400 мм рт. ст.) _____________
№ режима /, 103 А/см2 пе, 101всм—3 IO18 СМ 3 т, к
Криптон (рис. 3-23)
1 1,5 0,65 7,0 12 400
2 2,2 0,9 4,7 13 200
3 2,8 1,18 4,3 13 750
4 3,7 1,5 4,0 14 400
5 4,4 1,75 3,8 14 800
6 5,1 2,0 3,5 15 200
Аргон (рис. 3-24)
1 2,1 0,87 5,3 14300
2 2,75 1,1 5,0 14 900
3 3,3 1,37 4,6 15 400
4 4,0 1,7 4,4 16 000
Рис. 3-25. Температурные зависи-
мости эффективного сечения по-
глощения (Х=500 нм) [Л. 3-27,
3-88, 3-94].
/, 2 — расчет [Л.2-23]. Эксперимен-
тальные точки. 3, 4, 5 — ксенон, р0—
=0,013, 0,053 и 0,08 МПа соответствен-
но; 6, 7 — криптон и аргон, р0=.
=0,053 МПа.
Рис. 3-24. Спектральные за-
висимости сечения поглоще-
ния в аргоновой плазме
[Л. 3-94]
Точки I—4 соответствуют режи-
мам, указанным под теми же
номерами в табл. 3-3. Пунк-
тир — расчетная зависимость
для 7=16 000 К [Л.2-23].
согласие расчетных и экспериментальных величин. Та-
ким образом, в случае инертных газов (ксенон, криптон,
аргон) существующая теория' фотоионизационного пог-
лощения с учетом всех известных эффектов в плазме,
определяющих снижение потенциала ионизации, обес-
печивает удовлетворительный расчет эффективного се-
чения непрерывного поглощения, а вместе с тем и коэф-
фициента непрерывного излучения плазмы.
Чтобы перейти к суммарным излучательным харак-
теристикам разряда, необходимо учесть реабсорбцию и
наличие, помимо континуума, линейчатого излучения,
возникшего в результате связанно-связанных переходов
электронов. Учет реабсорбции не нужен в случае опти-
чески тонкой плазмы, но реальная плазма не является
таковой во всем спектральном диапазоне даже при от-
носительно низких температурах. Для оптически про-
зрачной плазмы, если все же принять такое допущение,
общее излучение континуума находится интегрировани-
ем соотношений (3-35) и (3-37) в пределах 0<v<°o.
Тогда [Л.2-49]:
?нзл = 1,38- КГ34 £ср & + 1) Ттп2е, (3-42)
где |ср— среднее по спектру значение фактора s(v).
Рассчитанное таким путем значение суммарного излу-
чения ксенона (9000^Т^13 000 К) примерно в 2 раза
меньше действительного. Недостающая часть излучения
должна восполниться при учете реабсорбции и линей-
чатого излучения, вносящего значительный вклад в
дальней УФ- и ближней ИК-областях спектра.
Другой крайний случай — оптически непрозрачная
плазма — в низкотемпературных импульсных разрядах
практически не реализуется. В [Л.2-49] выполнен каче-
ственный анализ особенностей излучения ксенонового
разряда и как предельный случай рассмотрено черное
излучение бесконечного цилиндра радиусом R. При
этом количественное расхождение с реальным излуче-
нием по косвенным данным превышает порядок значе-
ний. В последнее время предложен способ косвенного
определения суммарной энергии, излучаемой импульс-
ным разрядом в любой заданный момент времени
[Л. 3-96]. Он использует то обстоятельство, что в труб-
чатых импульсных лампах, как было показано при рас-
смотрении энергетического баланса (§ 3-3), на квази-
стационарнойстадииприопределенныхусловиях
практически вся вводимая в разряд электрическая энер-
гия преобразуется в излучение. Это позволяет, дополнив
измерения вводимой в разряд энергии определением
температуры и давления газа, найти зависимость сум-
марного излучения от этих основных параметров.
кВт/ см3
0,7 0,8 0,3 1,0 107к~1
Рис. 3-26. Удельная мощность
излучения разряда в ксеноне
при давлениях 0,3 (Л. 1 (2)
и 1,6 МПа (3) [Л. 3-96]. Пунк-
тир— расчет по (3-43).
Рис. 3-27. Удельная мощность из-
лучения, рассчитанная по (3-43)
для разрядов в аргоне (7), крип-
тоне (2) и ксеноне (3) при давле-
нии 1 МПа [Л. 3-96] и рассчитан-
ная (4) [Л. 3-75, 3-76] для разря-
да в аргоне (1 МПа, 1 см).
Результаты экспериментального определения сум-
марного излучения ксенонового разряда при давлениях
0,3; 1 и 1,6 МПа представлены на рис. 3-26, а на
рис. 3-27 приведены температурные зависимости сум-
марного излучения ксенона, криптона и аргона при дав-
лении 1,0 МПа. Экспериментальные точки, полученные
для аргона, сравниваются на последнем рисунке с рас-
четом,- выполненным в [Л. 3-75, 3-76] для слоя 1 см при
давлении 1 МПа. Согласие получается вполне удовлет-
ворительным.
На основе общих представлений о характере зависи-
мости излучения от температуры и давления и экспери-
ментальных данных в [Л. 3-97] предложено следующее
соотношение:
9изл = Ср exp (— aeUJkT) = 3,7 • 10е р exp (— 104 UJT) (3-43)
(<7изл — в Вт/см3; р — в мегапаскалях, Т — в кельвинах).
На рис. 3-26 и 3-27 аппроксимации, вычисленные из со-
отношения (3-43), показаны пунктиром.
Введение в показатель экспоненты (3-43) поправочно-
ного множителя п<1 имеет целью учесть помимо сво-
бодно-связанных переходов электронов также и связан-
но-связанные переходы. Появление множителя а равно-
ценно замене потенциала ионизации (7, некоторым экви-
валентным потенциалом USK. В случае инертных газов, у
которых первый энергетический уровень возбуждения
располагается относительно близко к границе иониза-
ции, а основная группа термов образует компактную по-
следовательность, расположенную между нижним воз-
бужденным состоянием и границей ионизации, из экспе-
риментальных данных следует, что £7ЭК—0,86 (7,.
Таким образом, соотношение (3-43) имеет ясный фи-
зический смысл. Оно справедливо для инертных газов в
условиях, когда преобладающими процессами излуче-
ния являются свободно-связанные и связанно-связанные
переходы, т. е. при температурах не ниже 6000 К и не вы-
ше температур, при которых существенным стано-
вится вклад тормозного излучения (свободно-свободные
переходы). Согласно расчету для аргона [Л.3-75, 3-76]
пропорциональность суммарного излучения давлению
выполняется в диапазоне 0,01—10 МПа (0,1—100кгс/см2).
Для ксенона и криптона не видно причин, которые бы су-
щественно изменили указанные пределы линейной зави-
симости излучения от давления. Верхний температурный
предел применимости соотношения (3-43), кроме ука-
занного условия, определяется также требованием со-
хранения экспоненциального роста излучения с темпера-
турой. Такое требование не удовлетворяется при дости-
жении высокой степени ионизации плазмы (более 50%).
Основываясь на теоретическом расчете, можно ожидать,
что плотность мощности потока излучения не должна
зависеть от толщины излучающего слоя вплоть до ха-
рактерного размера порядка 10 см.
Новые экспериментальные данные о суммарном по-
токе излучения ксенона, нагретого ударной волной до
температур от 8500 до 10 500 К, представлены
в табл. 3-4, в последнем столбце которой даны расчет-
ные значения, полученные по соотношению (3-43).
Таблица 3-4
Суммарный поток излучения ксенона, нагретого ударной волной
[Л. 3-98], и соответствующие оценки по формуле (3-43)
т, к пе, 101с см~3 па. 10” см~3 р, МПа ?нзл’ 102 Вт/См3
эксперимент расчет
8540 2,9 5,08 0,066 1,3 1,7
9025 4,9 5,54 0,08 3,3 4,3
9450 7,5 5,94 0,096 7,2 9,7
9845 1,1 6,26 0,112 21,0 18,5
10215 5,0 6,5 0,13 33,0 34,0
Сопоставление этих значений свидетельствует об
удовлетворительном согласии расчета и эксперимента.
3-5. Расчет характеристик импульсного разряда
с квазистационарной стадией
Совокупность процессов в импульсном разряде в об-
щем виде может быть описана системой уравнений,
включающей электродинамические, газокинетические, га-
зодинамические уравнения и уравнения переноса излу-
чения в среде. Решение такой системы нелинейных урав-
нений в общем виде практически невозможно. Поэтому
в каждом случае стремятся сформулировать частную мо-
дельную задачу, в которой учитываются лишь отдельные,
самые главные для рассматриваемой стадии разряда
процессы. Например, теоретический подход к изучению
стадии расширения канала состоит в учете лишь газоди-
намических и отчасти электродинамических явлений, гос-
подствующих в этот период развития разряда. Наоборот;
на квазистационарной стадии импульсного разряда газо-
динамические явления выражены слабо и их можно не
учитывать. Следующее упрощение вытекает из допуще-
ния о существовании на этой стадии локального термо-
динамического равновесия, вследствие чего все плазмен-
ные характеристики могут быть представлены как функ-
ции температуры Т и давления р. Это позволяет перейти
к термодинамическому описанию разряда и вместо газо-
кинетического уравнения использовать уравнение энер-
гетического баланса.
В случае неподвижной плазмы с цилиндрической
симметрией (именно такой можно представить плазму
импульсного разряда в труочатых лампах на квазиста-
ционарной стадии) уравнение баланса энергии записы-
вается в форме:
(Хр - <7113Л + аЕ*. (3-44)
от р ар \ ар /
где и — внутренняя энергия плазмы; р==г/7? — относи-
тельный радиус разрядного столба; А, о — соответствен-
но коэффициент теплопроводности и удельная электри-
ческая проводимость.
Первое слагаемое в правой части соответствует теп-
ловым потерям вследствие теплопроводности, второе —
потерям вследствие излучения, третье слагаемое — мощ-
ности, вводимой в разряд электрическим полем Е.
Вблизи максимума тока, где изменение температуры
относительно мало, внутренняя энергия плазмы меняет-
ся слабо (du/dt^O) и вместо (3-44) получается извест-
ная форма стационарного уравнения энергетического
баланса, называемая уравнением Эленбааса—Геллера:
-LA(xP-^) + o^-^3jI=0. (3-45)
р ар \ ар]
Входящие в это уравнение коэффициенты о (Г, р) и
А (Г, р) вычисляются в рамках кинетической теории га-
зов или определяются экспериментально, как это ука-
зывалось в § 3-3.
Уравнения электродинамики в случае стационарной
плазмы вырождаются в условие Е (г) = const. Таким об-
разом, достигается весьма существенное упрощение пер-
воначальной системы уравнений. При известных зависи-
мостях о и А от температуры и давления и при возмож-
ности выразить функцию <?изл (J, р, г) в явном виде тем-
пературное распределение в стационарном разряде вы-
сокого давления находится решением уравнения (3-45)
с граничными условиями:
d =Т„; —I =0, (3-46)
|р=1 “ dp |р=о
где TR — температура стенки газоразрядной трубки.
Относительная разработанность методов решения
уравнения (3-45) для стационарного цилиндрического
разряда позволяет применить их и для квазистационар-
ной стадии импульсного разряда — необходимо только
быть уверенным в том, что на свойства импульсной ква-
зистационарнои плазмы никак не влияет предшествова-
вшая сугубо нестационарная фаза ее развития. Можно
без сомнения утверждать, что к моменту установления
квазистационарного состояния перестают сказываться
газодинамические процессы и тепловая инерция. Однако
вопрос об установлении теплового равновесия между
Рис. 3-28. Зависимости температуры от плотности тока в ксеноно-
вом (/), криптоновом (2) и аргоновом (3) разрядах при р0=
=0,053 МПа [Л. 2-49].
Линия — расчет по (3-48) при использовании экспериментальных значений ра-
бочего давления.
плазмой и стенкой трубки [Л.2-7] требует еще возмож-
но некоторого уточнения.
Экспериментальное изучение элементов энергетиче-
ского баланса на квазистационарной стадии импульсно-
го разряда (§ 3-3) показывает, что подавляющая часть
выделяемой в разряде энергии внешнего электрического
поля преобразуется в излучение. На этом основании в
[Л.2-49] было рассмотрено упрощенное уравнение энер-
гетического баланса (3-45) без учета теплопроводности:
О£2 = <7изл или j2 = <?изл о. (3-47)
Так как проводимость и плотность потока излучения
<?изл являются функциями температуры и давления, то
плотность тока / (или напряженность электрического
поля ) можно с помощью (3-33) и (3-34) выразить че-
рез эти же аргументы, получив вместо (3-47):
/ = 11 р,/2 Т5/4 U7112 ехр (— 5000 UJT) (3-48)
(/ — в А/см2, р — в мегапаскалях, Т — в кельвинах, Ui—
в вольтах).
Соотношение (3-48) определяет связь температуры и
давления с плотностью тока и родом газа. На рис. 3-28
сопоставлены экспериментальные зависимости / (Т, р)
с зависимостью (3-48). При расчете использовались эк-
спериментальные значения рабочих давлений газов.
Те же соотношения (3-33) и (3-43) позволяют запи-
сать аналитическую зависимость напряженности поля Е,
В/см, от температуры, давления и рода газа:
Е = 3,3 • 108 р1/2 Т~5/4 U\'2 ехр (— 5000 Ц-/Т). (3-49)
Расчетные зависимости Е(Т, р) для ксенона, полу
ченные из соотношения (3-49), приведены на рис. 3-29
Для практических це-
лей полезны приводимые
на рис. 3-30 зависимости
j(T) при фиксированных
значениях рабочего дав-
ления. Кривые, получен-
ные с помощью формулы
(3-48), сравниваются
здесь с соответствующи-
ми расчетными зависимо-
стями по данным [Л. 3-58
и 3-99], в которых урав-
нение (3-45) с гранич-
ными условиями (3-46)
решалось совместно с
уравнениями переноса
излучения (в области
средних оптических плот-
ностей использовалось
уравнение диффузионно-
го приближения) или с
формулой Планка в пред-
положении, что плазма
излучает как черное те-
ло. Так как результаты
расчетов весьма чувстви-
Рис. 3-29. Зависимость напри-
женности электрического поля
в ксеноновом разряде от тем-
пературы.
/, 2, 3 —расчетные результаты в
[Л.3-58] для р=1, 2 и 3 МПа соот-
ветственно; 4 — расчет в предполо-
жении черного излучения [Л .3-99];
5, 6 — экспериментальные данные
[Л.2-5] (цифры около точек обо-
значают рабочее давление, МПа);
7, 8— расчет по (3-49) для и
2 МПа.
тельны к вы ору функциональной зависимости инте-
грального излучения от температуры, то преимущест-
венное значение имеют данные, полученные на основе
экспериментальной зависимости qmB. С ними удовлет-
ворительно согласуются расчеты, выполненные в
[Л. 3-58] для «осевой» температуры, особенно при давле-
нии 1 МПа. Модель «черного излучателя», как показы-
вает сравнение с данными [Л. 3-99], при рассматривае-
мых температурах дает результаты, существенно откло-
Рис. 3-30. Зависимости температуры от плотности тока в ксеноновом
разряде при фиксированных значениях давления газа.
Сплошные кривые— расчет по (3-48); пунктир — расчетные данные [Л.3-581
(цифры около линий обозначают давление, МПа); штрихпунктир — расчет в
предположении черного излучения [Л.3-991.
няющиеся от модели реального разряда. Столь же су-
щественно отличие соответствующей расчетной зависи-
мости Е от Т на рис. 3-29.
Изображенная картина протекания квазистационар-
ной стадии импульсного разряда и полученные соотно-
шения, устанавливающие взаимосвязи между основны-
ми параметрами плазмы, позволяют наметить схему рас-
чета электрических и излучательных характеристик для
тех трубчатых импульсных ламп, у которых эта стадия
является определяющей.
Инженерный расчет трубчатой импульсной лампы
исходит из определяемых ее назначением параметров
вспышки — потока и длительности излучения, спектраль-
ного состава, размеров светящего объема и т. д. Он
должен учитывать, как характеристики излучателя—
столба газоразрядной плазмы, так и свойства конструк-
тивных материалов — стекла, металлов, наполняющего
газа и др. в их взаимодействии с плазмой и ее излучени-
ем. К последним относятся теплостойкость с учетом дли-
тельности воздействия и его периодичности, химическая
стойкость, оптическая прозрачность материала оболоч-
ки, распыляемость материала электродов, возможности
технологической обработки и т. д. Эти свойства рас-
сматриваются во второй части книги. На основании раз-
виваемых там представлений выбираются в первом при-
ближении геометрические размеры лампы и составляю-
щих ее элементов, род газа, начальное давление,
плотность тока и закон ее изменения во времени. Полу-
ченные параметры принимаются как исходные для уточ-
ненного расчета электрических и оптических свойств
квазистационарного разряда, результаты которого позво-
ляют откорректировать исходные параметры для дости-
жения соответствия характеристик лампы ее предназна-
чению.
Взаимосвязи параметров квазистационарной плазмы
определяются уравнением баланса энергии в форме
(3-47), приближенным соотношением для проводимости
плазмы (3-33) и выражением для плотности излучения
(3-43). Для получения замкнутой системы аналитиче-
ских соотношений добавляются уравнения Саха (3-3) и
состояния (3-15), а также формула (2-29), связываю-
щая вытеснение газа в заэлектродные объемы с конст-
руктивными параметрами лампы. Схема расчета, ис-
пользующего систему перечисленных соотношений, вы-
глядит следующим образом.
1. По формуле (2-29) оценивается доля вытесненных
в заэлектродные объемы атомов, что позволяет опреде-
лить концентрацию тяжелых частиц в плазме.
2. Используя эмпирическую зависимость (3-24)
/ = 2,6-10“15/гс, (3"5°)
определяют концентрацию электронов пе [эту зависи-
мость можно получить в принципе из указанной замкну-
той системы уравнений подстановкой соотношений (3-48)
и (3-3) в выражение (3-23)].
3. Совместным решением уравнения (3-48) и уравне-
ния состояния (3-15)
p = kT(n0-^ne) (3-51)
Определяются температура и рабочее давление, соответ-
ствующие данной плотности тока. На рис. 3-31—3-33
даны графические решения такой системы уравнений.
МПа,
Рис. 3-31. Диаграмма для определения значений р и Т в ксеноновом
разряде.
4. Находится вольт-амперная характеристика раз-
ряда:
j = oE = 3.4-10'8 Т512 E/Ut. (3-52)
5. По соотношению (3-43) при найденных значениях
р и Т рассчитывается плотность излучения разряда.
6. При заданном временном изменении плотности то-
ка все искомые величины находятся для всей квазиста-
ционарной стадии, вплоть до областей, где полученные
соотношения перестают быть справедливыми.
7. Задаваясь геометрическими размерами рабочей
области лампы, совершают переход к общему току i,
напряжению на лампе и, суммарному излучению 0изл.
Возможность выполнения расчета определяется до-
пущениями, ограничивающими применимость использо-
ванных соотношений. Они детально рассматривались в
предшествующем изложении и в кратком перечислении
сводятся к следующему:
1. В плазме имеет место ЛТР.
2. Разряд протекает в условиях, обеспечивающих
заполнение плазмой всего сечения трубки.
3. Зависимость средней дрейфовой скорости злею
тронов от температуры и рода газа пренебрежимо мала.
4. Вводимая в разряд энергия не вызывает з мс о-
го испарения материала стенок.
5. Рабочее давление лежит в пределах 0,01 <Zp<Z
<10 МПа.
Рис. 3-32. Диаграмма для определения значений р и Т в криптоно-
вом разряде.
Рис. 3-33. Диаграмма для определения значений р и Т в аргоновом
разряде.
6. Диапазон температур снизу ограничен значениями
7000 К для ксенона и 8500 К для аргона, а сверху —зна-
чениями, при которых степень ионизации не превышает
примерно 50%.
7. Внутренний диаметр трубки лежит в пределах
5<2/?<:30 мм.
Пример расчета. 11усть разряд протекает в труьчатои лам-
пе, наполненной ксеноном при начальном давлении ро=О,О53 МПа
(400 мм рт. ст.), с конструктивным параметром V3/Vn=0,17 (обыч-
ное значение для кварцевой лампы типа ИФП-800). По формуле
(2-29) определяем соответствующую этому значению долю газа, ос-
тающегося после вытеснения в балластные объемы: п<х>/по=О,45. Так
как начальная концентрация атомов в холодной лампе равна n0=
= 1,42-1019 см-3, то число тяжелых частиц в единице разрядного
объема равно: n<» = 6,4-1018 см-8.
Дальнейший расчет проводится по указанной выше схеме с ис-
пользованием графического решения системы уравнений (3-15) и
(3-48), представленного на рис. 3-31 (промежуточные значения нахо-
дятся интерполяцией между соответствующими горизонтальными пря-
мыми, облегчаемой пропорциональностью давления р величине Sn
при данной температуре). Результаты расчета приведены в табл. 3-5.
Таблица 3-5
Расчет характеристик квазистационарного разряда
в импульсной лампе ИФП-800
/, 10® А/см2 0,5 1 2 3 4 5
пе, 1018 см—® 0,19 0,38 0,76 1,12 1,53 1,92
Sn, 1018 см-® 6,6 6,8 7,16 7,52 7,93 8,4
Т, 10® к 9,55 10,35 11,4 12 12,5 13
р, МПа 0,88 1,0 1,Н 1,23 1,35 1,45
Е, В/см 20,3 32,3 51,3 67,5 83 92
<7изл> Ю® Вт/см® 10,2 32,3 100 190 310 490
При других начальных давлениях газа (например,
для ксенона при ро=О,О13 или 0,08 МПа) изменяются
значения п0 (1.6- Ю18 см-3 в первом случае и 9,6- 1018см-3
во втором), что приводит при заданной плотности тока
к сдвигу в температуре и давлении, как это следует из
рис. 3-31. Так, уменьшение ро при заданном / сопровож-
дается ростом температуры и понижением рабочего дав-
ления. Наоборот, повышение р0 вызывает снижение тем-
пературы и рост рабочего давления.
С ростом потенциала ионизации газа U{ кривые для
заданных / сдвигаются вправо (рис. 3-32, 3-33), что со-
ответствует при фиксированной плотности тока росту
температуры и давления по сравнению с ксеноном. Ре-
зультаты расчетов параметров разряда в различных га-
зах, как видно из рис. 3-7, 3-10 и 3-28, хорошо согласу-
ются с экспериментальными данными.
Рассчитанные параметры плазмы являются удельны-
ми, т. е. относящимися к единице объема, единице сече-
ния или единице длины .плазмы. Пользуясь значениями
расстояния между электродами I и внутреннего радиуса
разрядной трубки R, можно определить мгновенные зна-
чения напряжения на лампе Ц=1Е (пренебрегая паде-
нием напряжения на электродах), силы тока i=nR2j и
потока излучения Qltsn=nR2lqa3ii- Поскольку в стенках
трубки задерживается примерно 15—20% лучистого по-
тока, выходящее наружу излучение равно
= 0,8С?ИЗЛ 2,57?/<7Изл. Таким образом, при известном за-
коне изменения плотности тока во времени, который оп-
ределяется выбором параметров всей разрядной цепи,
могут быть рассчитаны полные характеристики квазиста-
ционарной стадии лампы.
В силу оговоренных ограничений предлагаемый ме-
тод расчета не охватывает всего многообразия встреча-
ющихся на практике случаев. Так, в последнее время
стали применяться трубчатые импульсные лампы с на-
чальными давлениями ниже 0,013 МПа (100 мм рт. ст.).
В них наблюдается некоторое перераспределение энер-
гетического баланса, в частности заметное увеличение
доли потерь на стенках, а условия протекания разряда
не вполне отвечают критериям ЛТР. Особый класс со
своей спецификой составляют капиллярные импульсные
лампы с диаметром трубки менее 5 мм. Выпадают из
рассмотрения и импульсные лампы, работающие в ре-
жимах с заметным испарением материала стенок. Нако-
нец, лампы с весьма короткой длительностью вспышки,
сравнимой с временем расширения канала, при которой
не обеспечивается переход разряда в достаточно про-
должительную квазистационарную стадию, также оста-
ются вне рамок метода. Вместе с тем остающийся круг
объектов, к которым метод расчета применим, с практи-
ческой точки зрения достаточно широк.
Глава четвертая
ПРИЭЛЕКТРОДНЫЕ ЯВЛЕНИЯ
4-1. Общие сведения
В настоящее время еще не создано такое общее тео-
ретическое представление о физических явлениях в при-
электродных областях импульсного разряда, из которо-
го можно было бы извлечь закономерности, пригодные
для инженерных расчетов. Однако благодаря сравни-
тельной изолированности приэлектродных процессов от
процессов в канале разряда и их во многих случаях не
первостепенной значимости для практики (основные
внешние проявления разряда определяются его кана-
лом) недостаточность развития физики приэлектродных
явлений на первых порах была мало ощутима. Только
прогресс технического применения импульсного разряда
привлек к приэлектродным явлениям в этом разряде
внимание многих исследователей.
Особая сложность этих явлений связана с тем, что к
радиально-временной неоднородности канала разряда
здесь добавляется еще и продольная неоднородность
вместе с целым рядом дополнительных взаимно связан-
ных физических процессов в пограничном слое «газ —
металл» и в толще металла. В числе таких процессов
можно в первую очередь назвать:
а) ионизацию газа в приэлектродных областях, фор-
мирование приэлектродных объемных зарядов и эмиссию
электронов из катода, определяющие энергию, которая
подводится к электродам (приэлектродные потери, ска-
зывающиеся на к. п. д. разряда), и условия их бомбар-
дировки частицами плазмы;
б) распространение тепла в электродах, расплавле-
ние и испарение металла электродов, непосредственно
определяющее второе, важнейшее с технической точки
зрения, помимо к. п. д., внешнее проявление всех при-
электродных процессов — распыление электродов и вы-
званное им потемнение баллона импульсной лампы (ко-
торым обычно ограничивается ее долговечность).
Все эти процессы настолько сложны, что пока не вы-
работано их обшепринятое теоретическое истолкование
даже для стационарных дуговых разрядов. Более того,
прерывистый (в пространстве и во времени) характер
явлений на катоде стационарных дуг привел к тому, что
изучение приэлектродных областей дуги потребовало
экспериментов с импульсными разрядами, и в настоящее
время исследования приэлектродных областей стацио-
нарных и импульсных разрядов осуществляются как бы
единым фронтом.
Учитывая весьма незавершенное состояние этих ис-
следований, можно дать краткую сводку основных имею-
щихся сведений о приэлектродных явлениях с тем, что-
'бы некоторые существенно важные для практики эмпц-
рические данные о влиянии электродов на к. п. д. и дол-
говечность приборов рассмотреть во второй части,
посвященной техническим характеристикам импульсных
ламп.
4-2. Катодное пятно
Наблюдения катодного пятна, выполненные с по-
мощью затвора Керра, сверхскоростной киносъемки,
ЭОП, по меткам, оставляемым на катоде, и т. д. (рабо-
ты Фрума, Сомервелла, Блевина, Мандельштама, Рай-
ского, Хермоха, Жижки, Кобина и др., а также [Л. 4-1 —
4-6], показали, что пятно имеет множественную структу-
ру. Структурным элементом его является микрообласть
с поперечником 5—10 мкм, обеспечивающая силу тока
в разряде 0,5—5 А. Для слаботочных дуг низкого давле-
ния каждому материалу катода соответствует, как по-
казал эксперимент, пороговая сила тока образования
одного микропятна [Л. 4-7, с. 118]
ЛоР = 0,26-10-37к:пХ1/2, (4-1)
где Ткка — температура кипения материала катода;
%—коэффициент теплопроводности, Вт/(см-К). Такое
микропятно, плотность тока в котором составляет от не-
скольких единиц на 105 до 6-107 А/см2, существует на
определенном месте весьма короткое время (^0,1 мкс).
Между светящейся зоной микропятна и катодом имеет-
ся темное пространство шириной около 0,1 мм, и поэто-
му плотность тока на самом катоде может быть еще
выше. В случае однородной поверхности (ртутный катод)
пятно плавно перемещается со скоростью 103—106 см/с,
растягиваясь в отрезок дужки по мере роста тока.
При этом сохраняется постоянство плотности тока и
дужка при достаточной крутизне тока dildt приближает-
ся к окружности (или полуокружности, если первона-
чальное пятно возникло на краю катода). Если dildtна-
столько велика, что увеличения активной поверхности
за счет роста радиуса дужки становится недостаточно,
то в стороне возникают новые микропятна, из которых
потом разбегаются такие же дужки кольца. В случае
неоднородной поверхности (загрязнения, кристалличе-
ская структура) микропятна перемещаются скачками,
сосредоточиваясь на неоднородностях. Средняя скорость
перемещения пятен вдоль поверхности катода имеет по-
рядок 105 см/с. Число микропятен в этом случае, по-ви-
димому, равно частному от деления полной силы тока в
разряде на силу тока около 5 А в одном пятне. В целом
совокупность пятен по мере нарастания тока и расшире-
ния канала охватывает весьма значительную зону катод-
ной поверхности (ср. с рис. 2-22, а).
При скоростном фотографировании явлений на пло-
ском катоде (вольфрам или тарированный вольфрам)
трубчатой ксеноновой импульсной лампы с разрешени-
ем, недостаточным для выявления отдельных микропя-
тен в начале разряда [Л. 4-6], наблюдалось перемеще-
ние общей границы светящейся области со скоростью
(44-18) -103 см/с при одновременном изменении dildt в
пределах 4—20 МА/с. Площадь области S меняется про-
порционально току в соответствии с соотношением:
S = (20 ч- 5)-10“4z. (4-2)
После спада dildt ниже 4 МА/с (через 240—150 мкс
для тарированного и 350—250 мкс для чистого вольфра-
ма) появляются менее подвижные четкие пятна второго
типа с током на одно пятно 10—50 А диаметром 0,1 (в на-
чале) —0,5 мм (в конце), плотностью тока соответст-
венно 3-105—3-104 А/см2 и скоростью перемещения со-
ответственно 2-103—102 см/с (вплоть до полной останов-
ки пятен). Пятна первого типа не оставляют заметных
следов на поверхности вольфрама, а второго типа — ос-
тавляют на чистом вольфраме эрозионные следы, близ-
кие по ширине к диаметру пятна.
При скоростном фотографировании явлений на полу-
сферическом катоде из высокоторированного вольфрама,
нагретого до 1200°С под действием часто повторяющих-
ся (с частотой около 4 Гц) вспышек трубчатой ксеновой
лампы [Л. 4-6], с самого начала наблюдались непод-
вижные пятна третьего типа с током на пятно 100 (вна-
чале)— 200 А (в конце), диаметром почти на порядок
больше, а плотностью тока на 1—1,5 порядка меньше,
чем у пятен второго типа на холодном катоде. Время жиз-
ни таких пятен около 1 мс, они практически не оставля-
ют оплавленных следов.
Образование микропятен связано с возникновением
центров эмиссии. Последняя, например, может быть
объяснена комбинированным действием термоэлектрон-
ного (Т-эмиссия) и автоэлектронного (F-эмиссия) меха-
низмов (с учетом местных существенных — на поря-
док—превышений среднего значения электрического
поля из-за шероховатости катода [Л. 4-«] истатистичес-
кого распределения ионов у катода [Л. 4-9, 4-10]). Под
действием энергии, подведенной к небольшой области на
катоде, эта область нагревается и в электронном газе
металла повышается населенность высоких энергетичес-
ких уровней, благодаря чему при электрическом поле
у катода около 2-Ю7 В/см, которое может быть создано
объемным зарядом при плотности тока примерно
106 А/см2, облегчается преодоление потенциального
барьера и становится возможной автоэлектронная эмис-
сия с указанной плотностью тока. Соответствующая
оценка температуры кратковременно нагретой области
(3000 К с учетом фактора шероховатости и 3500 К без
него) представляется вполне реальной для катодов из
меди и более тугоплавких металлов.
Наблюдавшийся в [Л. 4-6] переход от пятен первого к
пятнам второго типа с уменьшенной скоростью и увели-
ченным диаметром, вероятно, связан с переходом от чис-
той F-эмиссии к комбинированной Т- F-эмиссии. Это
подтверждается уменьшением плотности тока, более
ранним появлением пятен второго типа на тарирован-
ном вольфраме, имеющем более низкую работу выхода,
при которой для Т- F-эмиссии требуется меньшая тем-
пература, а также менее заметным оплавлением тариро-
ванного вольфрама. На предварительно нагретом вы-
сокоторированном вольфраме Т- F-эмиссия возникает,
по-видимому, с самого начала, создавая большие мало-
подвижные пятна третьего типа с относительно низкой
плотностью тока.
Вместе с тем для ртутного катода кажется более
правдоподобным другой механизм (авторы которого
считают его также применимым к меди): в возникаю-
щем из-за местного нагрева облаке паров металла ато-
мы возбуждаются и, возвращаясь на катод (в течение
короткого времени, за которое они не успевают испус-
тить фотон), вызывают эмиссию электронов, подобную
эмиссии под действием метастабилей в таунсендовском
разряде (е-процесс — гл. 1). Такой механизм подтвер-
ждается приближенным расчетом на основе оценки чис-
ла возвращающихся атомов— 1025 атомов/(см2-с) 1ЭКС"
перимент дает количество испаряемой ртути 3-10~4 г/Кл*,
* Согласуется с данными [Л 4-11] для легкоплавких катодов,
согласно которым количество испаряемого свинца или висмута со-
ставляет 4-Ю-4 г/Кл.
т. е. 10 атомов/(см2-с); отношение числа возвращаю-
щихся атомов к числу, ушедших из облака, может быть
равным 10:1], дающих при е«1 плотность тока эмис-
сии около 106 А/см2. Недостаточная убедительность та-
кой высокой оценки е вызвала появление еще ряда ги-
потетических объяснений эмиссии электронов с катода:
проникновением ионов в глубь горячего катода [Л.4-12],
образованием перед катодом области перегретого пара
толщиной 0,1—2 мкм с плотностью частиц около
1022 см-3, в которую из-за перекрытия энергетических
уровней и образования полосы проводимости переходят
электроды из металла (отсюда они уже эмиттируют
под действием температуры и поля [Л.4-13] и т. д.
[Л.4-14]).
4-3. Распыление электродов
Выделение в микропятне значительной энергии при-
водит к мгновенному испарению определенного коли-
чества металла, сопровождающемуся взрывообразным
распространением паров. Эксперимент показывает дис-
кретную структуру струй с твердых катодов, согласую-
щуюся с дискретной структурой катодных микропятен
(время испускания одной струи — порядка 10-7 с—рав-
но времени жизни одного пятна).
Взрыв микропятна в каком-то смысле аналогичен
взрыву под действием конденсированного электрическо-
го разряда тонкой металлической проволочки. Как при
взрыве проволочки электрический ток прерывается в
первый момент из-за большой плотности пара (возоб-
новляясь только после' расширения пара), так и при
взрыве микрообласти на катоде дальнейшее прохожде-
ние тока в данной точке катода становится невозмож-
ным. Именно этим, должно быть, объясняется переме-„
щение центра эмиссии на соседние участки катода. Та-
кой механизм подтверждается, например, соответствием
между скоростью распространения ударной волны, вы-
численной на основе гидродинамической теории
(см. §2-2), и полученной Бойлем из эксперимента сред-
ней скоростью перемещения вдоль нитевидного электро-
да импульсных микроразрядов релаксационного контура
с емкостью 100 пФ и зарядным сопротивлением 1 кОм
(Бойль связывает возникновение разрядов с перемеще-
нием за фронтом ударной волны области пониженной
плотности, в которой расстояние между расположенны-
ми весьма близко электродами соответствует минимуму
кривой Пашена. Следует оговорить, что перемещение
микропятен связывают также и с другими механизмами:
нарушением равновесия магнитного и газокинетическо-
го давления, колебанием поперечного температурного
градиента [Л. 4-14], сдуванием положительных ионов
струей пара [Л. 4-15] и др.).
Взрывообразный характер вырывания паров из като-
да подтверждается спектроскопическими исследования-
ми факелов, образующихся на катодах из сплавов,
а также абсолютными измерениями скоростей потоков.
Первые показали, что при изготовлении катода из спла-
ва металлов скорости различных атомов в струях пара
одинаковые, а вторые — что скорости струй составляют
105—106 см/с. Скорости эти изменяются в соответствии
с изменением тока в разряде и обратно пропорциональ-
ны атомной массе металла катода, так что кинетическая
энергия атомов в струях с катодов из различных метал-
лов при равных режимах разряда оказывается одинако-
вой.
В литературе имеется несколько попыток рассчитать
процесс испарения металла, содержащегося в струе па-
ра [Л. 4-1, 4-2, 4-11 и др.]. Расчеты эти основываются на
той или иной оценке энергии, подводимой к металлу из
прилегающей области канала. Например, в [Л. 4-11] бе-
рется, по-видимому, заниженная оценка ионного тока и
принимается, что каждый ион успевает рекомбиниро-
вать благодаря туннельному эффекту и передать ме-
таллу энергию ионизации без учета кинетической энер-
гии. В работах Мандельштама, Сомервелла и др. энер-
гия оценивается как произведение плотности тока,
определенной из осциллограмм тока и размеров микро-
пятна, на ориентировочное значение катодного падения
10 В и на время интервала между выбросами отдельных
струй 1 мкс. Такой большой интервал получается при
значительной индуктивности разрядного контура (L
100 мкГ). При меньших L отдельные струи наклады-
ваются одна на другую. С другой стороны, путем урав-
нения теплопроводности оценивается глубина зоны
металла вокруг катодного пятна, в пределах которой тем-
пература достигает точки плавления или кипения. В ре-
зультате этих различных по исходным^ данным расчетов
получается одинаковый, согласующийся с эксперимен-
томпорядокскоростииспаренияметалла(около
10-2г/с). Различия в исходных посылках (в работе
[Л. 4-11] даже не принимается во внимание множествен-
ная структура катодного пятна) и условиях экспери-
мента не позволяют, однако, пока считать это совпаде-
ние подтверждением теорий, на основе которого методы
расчета можно было бы использовать в практических
целях. Таким образом, результаты расчетов скорее слу-
жат иллюстрацией приемлемости положенной в их осно-
ву физической гипотезы. Такой же иллюстрацией явля-
ется оценка в работах Мендельштама и др. баланса
энергии в катодном пятне (из 40 Дж/см2, приходящих в
пятно, 4 Дж /см2 рассеивается в металле вследствие те-
плопроводности, 12 Дж/см2 затрачивается на испарение
и 24 Дж/см2 превращается в кинетическую энергию
струи) и давления паров металла, вырывающихся из ка-
тода (около 10 МПа), которое определяет возникнове-
ние взрывной волны. Гидродинамическая природа факе-
ла, температура паров в котором равна ~ (2—3)-103К,
согласуется с наблюдаемым тонким слоем темного про-
странства между поверхностью катода и ярко светящей-
ся зоной микропятна. Последняя, очевидно, представля-
ет собой облако паров, нагревшееся разрядом после вы-
лета (на пути около 0,1 мм) до температуры плазмы
(20—40) • 103 К-
Более надежными представляются рассчитанные в
[Л. 4-11] относительные значения скоростей испарения
Средняя скорость испарения в импульсных разрядах катодов
р=0,065 МПа (500 мм рт. ст.), /=4 мм, диаметр катода 2,5 мм,
частота 50 Гц]
Материал катода Be Al Mo
Приятое при расчете среднее значение удельной теплоемкости, 103 Дж/(кг-К) Вычисленная скорость *, 10~7 г/с ... . 2,4 1,3 0,32
4,3 16 16
Наблюдаемая скорость **, 10-7 г/с . . . 3,0 12 14
* Абсолютные вычисления производились в [Л.4-11] путем подстановки
мой на катоде за 1 с: W=>fCU0U 1]/~те/т1 (f — частота вспышек, Ui— потен-
назваиных выше предположений.
** Если принять, что скважность импульсов тока в ]Л.4-11] составляла
то приводимой в таблице средней скорости испарения 20-lQ~’r/c соответст-
-различных металлов. В результате решения уравнения
теплопроводности для массы Л1-металла, охваченной зо-
ной плавления при мгновенном выделении в точке по-
верхности энергии W, получается выражение:
м = 0,3 W/yT0, (4-3)
где у — удельная теплоемкость металла; То—его темпе-
ратура плавления.
Применение этой формулы оправдалось бы в том
случае, если бы выделяемая на катоде энергия не зави-
села от его материала (при большом различии в рабо-
те выхода это, очевидно, не должно иметь места) и ко-
личество выбрасываемого металла не зависело от скры-
той теплоты плавления и нагрева его до испарения.
Удовлетворительное соответствие относительных значе-
ний скорости испарения, полученных для разных чистых
металлов из формулы (4-3) и из эксперимента
(табл. 4-1), показывает возможность этих допущений
(следует оговорить, что, как показала, например, рабо-
та [Л. 4-16], существенное значение для скорости распы-
ления имеет структура материала — мелкозернистый ка-
тод распыляется медленнее, чем крупнокристалличес-
кий) .
Для активированных катодов формула (4-3) не мо-
жет служить основой оценки скорости распыления ка-
Таблица 4-1
из различных чистых металлов [Л 4-11] [разряды в аргоне
С=3 мкФ, 17о=520 В балластное сопротивление 1 Ом,
W Си Ag Zn Cd Sb Sn Pb Bi
0,17 23 0,6 20 0,34 40 0,56 56 0,32 130 0,4 54 0,32 180 0,16 260 0,24 210
14 17 27 55 91 91 200 340 380
в формулу (4-3) следующего выражения для суммарной энергии, рассеивае-
Циал ионизации газа, те и —массы электрона и иона), получаемой из
5-103 (соответствует реальной эффективной длительности импульса тока 4 мкс),
вует скорость во время импульса тока 10“- г/с.
Таблица 4-2
Среднее количество распыленного материала (г/импульс) катодов
с различными активирующими присадками [Л. 4-16] [разряды
в ксеноне, 0,053 МПа (400 мм рт. ст.), 1=80 мм,
внутренний диаметр трубки 7 мм, диаметр катода 6 мм]
Присадка — 4%Hf 5%Ni+ +2%Ва 1.5% ThO2 5% ThO2 Импрегни- рованные алюмоси- ликатные или алю- минатные катоды
Распы- ленное количест- во 1,4-10—4 1,8-10-5 1,6-10-7 2,5-10-8 1,2-10-8 2,1-10—8
тода, что видно, например, из табл. 4-2*, в которой при-
ведены данные о количестве распыленного материала,
отнесенном к одному разряду в трубчатой ксеноновой
лампе с энергией вспышки 500 Дж (длительность 1 мс,
амплитуда тока 1500 А, частота следования вспышек
2—4 Гц, температура катода 800—1200°С) при катодах
с различными активирующими присадками.
При конкретных условиях эксперимента, при кото-
ром производились измерения скорости испарения като-
дов в [Л. 4-11], наблюдалась строгая пропорциональ-
ность между испаренным веществом и прошедшим
через разряд количеством электричества (при варьиро-
вании емкости питающего конденсатора, рабочего на-
пряжения и, в пределах до 7 Ом, балластного сопротив-
ления). Однако для большинства условий, встречающих-
ся в практике конструирования импульсных ламп, такая
пропорциональность не соблюдается и зависимость ско-
рости распыления от названных параметров имеет до-
вольно сложную картину. Это можно связать, во-первых,
с тем, что формула (4-3), выведенная для случая мгно-
венного и точечного выделения энергии на катоде, не
распространяется на случай разрядов со сравнительно
* В последнее время опубликовано еще несколько вариантов
усложненных катодов, в которых используются гранулированный тан-
тал [Л.4-17], сплав вольфрама с ванадием [Л.4-18], а также при-
садки алюмината бария [Л.4-19], двуокиси самария [Л.4-20], берил-
лида бария [Л.4-21] и др. [Л.4-22].
больше длительностью импульса й ольшой одноврё^
менно работающей зоной катода. Во-вторых, нельзя
ожидать, что при значительном варьировании режимов
разряда должна соблюдаться пропорциональность меж-
ду энергией, выделяемой на катоде, и прошедшим через
разряд количеством электричества.
Мы обрисовали в общих чертах имеющуюся картину
процессов на катоде импульсного разряда. Поскольку
потемнение баллона импульсных ламп большей частью
связано с распылением катода (при достаточных разме-
рах анода, при которых он не перегревается в целом до
температуры интенсивной возгонки металла, анод в им-
пульсных лампах практически вообще почти не распы-
ляется) и оценка приэлектродных потерь энергии в им-
пульсных разрядах (см. § 8-2, а также [Л. 4-23]) пока-
зывает, что в большинстве случаев главную роль играют
потери на катоде (катодное падение напряжения может
составлять десятки вольт), явления на аноде представ-
ляют меньшее практическое значение. Вкратце они сво-
дятся к стягиванию канала в одно общее пятно, в кото-
ром при обычных условиях происходит непрерывное,
более спокойное (без взрывов и с меньшими, чем на ка-
тоде, скоростями истечения) испарение металла. По ме-
ре расширения канала разряда анодное пятно также
расширяется.
Плотность тока в нем составляет около 105 А/см2.
Анодное падение напряжения, оцениваемое по термичес-
кому эффекту [Л. 4-16] (нагреву анода после вспышки
или толщине фольги, проплавляемой в ходе разряда, с
последующим расчетом распространения тепла, анало-
гичным применяемому для катода), составляет 2—9 В.
По-видимому, оно снижается с уменьшением работы вы-
хода материала анода, что связано с уменьшением энер-
гии, приобретаемой анодом при поглощении электронов.
Особый интерес как средство, с помощью которого изу-
чается зона проводимости разряда, представляют явле-
ния на аноде, покрытом тончайшей изолирующей плен-
кой. В этом случае анодное пятно имеет множественную
структуру. Объясняется она следующим образом. После
происходящего в начале разряда пробоя пленки вблизи
оси канала создаваемое ионами распределение потен-
циала около «дырки» фокусирует поток электронов в эту
Дырку. «Дырка» используется расширяющимся разря-
дом до тех пор, пока накопление поверхностных элек-
тронных зарядов на олее периферийных участках изо-
лирующей пленки не повысит настолько электрический
градиент в пленке, что пленка пробьется и образуется
новая «дырка». При этом, если в области первой «дыр-
ки» электрическая проводимость канала понизилась, она
«забрасывается» и разряд переносится на периферий-
ную «дырку». Чем дольше разряд задерживается на
первых дырках, тем значительнее остающиеся па них
следы оплавления. Появляющиеся в ходе разряда все
новые и новые дырки располагаются в концентрических
кольцеобразных зонах, удаляющихся от центра со ско-
ростью, равной скорости расширения канала. Методи-
ка с двойными весьма короткими импульсами тока, раз-
деленными различными промежутками времени, позво-
лила в работе [Л. 4-24] выяснить описанную картину,
показать, что вытекающая из нее скорость расширения
канала согласуется с гидродинамической теорией рас-
ширения (§ 2-2), и установить, что проводимость на оси
расширившегося столба разряда невелика.
Часть вторая
ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ
ЛАМПЫ
Глава пятая
ХАРАКТЕРИСТИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
ИМПУЛЬСНЫХ ЛАМП
5-1. Общие сведения об импульсных лампах
Импульсной лампой называется газоразрядный при-
бор с двумя основными токоведущими электродами и
газовым промежутком между ними, рассчитанный на
возникновение в газовом промежутке в необходимые
моменты времени мощных импульсных (искровых)
электрических разрядов с интенсивным световым излу-
чением. В отличие от открытых воздушных искровых
промежутков, характеризуемых нестабильностью рабо-
ты из-за износа электродов и зависимости от давления
и влажности воздуха, необходимостью использования
весьма высокого напряжения, низкой световой отдачей,
плохой управляемостью, шумовым эффектом и т. д.,
импульсные лампы имеют герметичный, обычно запаян-
ный внешний баллон из стекла или кварца, наполнен-
ный химически неактивным (чаще всего инертным) га-
зом. Управление моментом зажигания лампы осуществ-
ляется большей частью с помощью третьего, располо-
женного внутри лампы или на поверхности ее баллона
управляющего электрода (иногда нескольких управляю-
щих электродов), на который подается высоковольтный
импульс напряжения, зажигающий разряд. В некото-
рых случаях импульсная лампа не имеет третьего элек-
трода и управление моментом зажигания осуществляет-
ся более или менее кратковременным увеличением раз-
ности потенциалов между основными электродами.
Питание импульсного разряда в лампе осуществля-
ется от какого-либо электрического источника, способ-
ного обеспечить в течение короткого времени большую
силу тока. Чаще всего в качестве такого источника ис-
пользуется заряжаемый от сравнительно маломощной
сети постоянного тока электрический конденсатор, но
существуют и другие источники — см. гл. 9.
Подобно источникам света непрерывного действия
ассортимент импульсных источников должен по воз-
можности обеспечивать потребителям выбор необходи-
мых ламп с различными размерами и формами светя-
щего объема, а также различными световыми и спект-
ральными характеристиками. К этим трем основным
варьируемым параметрам для импульсных ламп добав-
ляются еще два: длительность вспышек и частота их
повторения. Поэтому широкое внедрение импульсных
ламп (ИЛ) в различные отрасли техники, возможно,
потребует со временем ассортимента ИЛ, превышающего
весьма обширный ассортимент ламп непрерывного дей-
ствия.
Вместе с тем следует учитывать специфическую осо-
бенность ИЛ, а именно возможность их эффективного
использования при значительном варьировании рабоче-
го режима: импульсные разряды в одном и том же газо-
вом промежутке с почти одинаковыми к. п. д. и спект-
ральным составом излучения характеризуются при этом
различными силой света и длительностью и могут пов-
торяться с различной частотой следования. Это обстоя-
тельство как бы расширяет для потребителей ассорти-
мент доступных ЙЛ при ограниченном числе выпускае-
мых промышленностью типов.
Оптические устройства, использующие излучение им-
пульсных ламп, можно разделить на два основных
класса. К первому классу относятся такие, в которых
излучение сосредоточивается в весьма узком пучке (на-
пример, автоматические устройства, приборы оптиче-
ской связи, локации и т. п.). Приборы второго класса
заполняют излучением значительный телесный угол (фо-
тоосветители, системы оптической накачки лазеров, све-
тосигнальные устройства и т. п.). Для первых, как пра-
вило, требуется, чтобы светящий объем источника был
минимальным и Обладал максимальной яркостью, для
вторых — светящий объем источника не обязательно
должен быть малым (в некоторых случаях важно, что-
бы ему была придана специальная форма — кольца, ци-
линдра, узкого прямого отрезка, сферы и т. п.) и на
первом плане стоит требование максимального излуче-
ния энергии.
Удачным для развития импульсных источников света является то
обстоятельство, что большинство оптических устройств первого клас-
са взаимодействует с работающими на значительной частоте быстро-
действующими приемными системами, реагирующими на пиковый
поток излучения (без зависимости или со слабой зависимостью от
длительности вспышек). Для таких систем увеличение длительности
вспышки означает только бесцельную затрату энергии и ресурса
устройства по долговечности. В то же время оптические устройства
второго класса чаще всего воздействуют на инерционные приемные
системы, реагирующие в основном на энергию излучения (интеграл
потока излучения по времени) и требующие сравнительно редкого
повторения вспышек. Поэтому требование минимального объема и
максимальной яркости импульсного источника света чаще всего сов-
мещается с требованиями малой длительности и высокой частоты
вспышек, а требование максимальной излучаемой энергии выдвига-
ется тогда, когда длительность и частота вспышек имеют второсте-
пенное значение.
Такую классификацию требований, предъявляемых к импульсным
источникам света, можно сопоставить с данными о физических ха-
рактеристиках импульсного разряда в газах, описанных в первой
части. При этом можно прийти к заключению о том, что приборы
первого класса должны, как правило, обеспечиваться лампами с ко-
ротким искровым каналом, чаще всего не ограниченным стенками раз-
рядной трубки и располагающимся в средней части широкого (шаро-
вого) баллона. В то же время приборам второго класса большей
частью должны соответствовать лампы с протяженным каналом раз-
ряда, ограниченным разрядной трубкой. Этой трубке может быть
придана форма, определяемая свойствами требуемого светового
пучка.
Как описанные выше физические особенности шаровых и труб-
чатых ламп, так и их параметры связаны с их конструкцией и пара-
метрами питания существенно различными закономерностями. Раз-
личными для них являются п принципы конструирования и техноло-
гия промышленного производства.
5-2. Основные фотометрические характеристики
импульсных источников света
Излучение непрерывных во времени источников можно рассмат-
ривать в двух аспектах: пространственном и спектральном. Излуче-
ние импульсных источников света необходимо к тому же еще харак-
теризовать во временном аспекте. Особенности спектрально-времен-
ной зависимости определяются тем, что спектральный состав излуче-
ния непрерывно меняется в течение импульса и это изменение проис-
ходит с различной скоростью по различным направлениям излучения
в пространстве [Л. 5-1]. Это значительно усложняет применение фо-
тометрических параметров при описании явлений. Вместо постоян-
Таблица 5-1
Основные величины импульсной фотометрии
Мгновенные и пиковые Интегральные по времени излучения
Наименование Обозначение и формула Единица измерения Наименование Обозначение и формула Единица измере- ния
Световой поток фв лм Световая энергия Qv = J Фв dt лм-с
Сила света /а = dQ)vldQ кд Освечиваиие ©у = J Id dt кд-с
Яркость Lo = d2 Фа/(dQ dA cos <p) КД-М~2 Интеграл импуль- са яркости \Lvdi КД-С-М—2
Светимость 7Иа = d<l\,/dA. ЛМ-М—2 Интеграл импуль- са светимости J Mv dt ЛМ-С-М—2
Освещенность Ev = dФv/dA лк Экспозиция Hv = j £a dt лк-с
Поток излуче- ния Фе Вт Энергия излучения Qe = У Фе dt Дж
Энергетическая сила света Ie = d<be/dQ Вт-ср—1 / Энергетическое oc- вечивание ве = J Ie dt Дж-ср—1
Энергетическая яркость Le = d2Oe/(dfi dA cos <p) Вт-ср—х-м—2 Интеграл импуль- са энергетической яркости $Ledt Дж-м—2
Энергетическая светимость Me = d®eldA Вт-м~2 Интеграл импуль- са энергетической светимости §Medt Дж-м—2
Энергетическая освещен- ность Ee = d®e/dA Bt-m—2 Энергетическая экспозиция Не = J Eedt Дж-м—2
Спектральная плотность энергети- ческой си- лы света /eX=d7e/dX Вт-ср—JX Xhm~1 Спектральная плотность энерге- тического освечи- вания Дж-ср—1 -нм—1
Примечание. dA — площадь элемента поверхности, м2; dSl — элементарный Телексный угол, ср; (р — угол между лучем
и нормалью к 44; X — длина волны, нм; t— время, с; е — индекс энергетической величины; v —'Индекс световой величины
(в очевидных случаях опускается).
ных во времени световых величин (ГОСТ 7932-56) и энергетических
фотометрических величин (ГОСТ 7601-55) приходится рассматривать
зависимости от времени их мгновенных значений. Кроме того, вводит-
ся ряд относящихся только к импульсным источникам интегральных
по времени фотометрических величин (ГОСТ 16803-71).
Основные фотометрические величины, применяемые для описа-
ния импульсного излучения, перечислены в табл. 5-1. Определения
этих величии имеются в упомянутых выше стандартах, а также в
Международном светотехническом словаре [Л. 5-2] и ряде руко-
водств по фотометрии и светотехнике, например [Л. 5-3—5-5].
В большинстве практических случаев достаточно знать длительность
импульса излучения, значения пиковых (максимальных) и интеграль-
ных световых и энергетических фотометрических величин. За дли-
тельность импульса излучения т обычно принимается время, в тече-
ние которого сила света /(f) превышает заданную часть (0,35) ее
пикового значения /п. Интегралы по времени световых и энергетиче-
ских величин носят специфический характер, и только часть из них
в настоящее время имеет общепринятое название. Так, в Междуна-
родном светотехническом словаре [Л.5-2] содержатся четыре инте-
гральные величины: световая энергия, энергия излучения, экспозиция
и энергетическая экспозиция. В СССР приняты термины «освечива-
ние» и «энергетическое освечивание» (ГОСТ 16803-71). Остальные
интегральные величины, представленные в табл. 5-1, не имеют спе-
циальных названий и обозначений.
В спектральном отношении импульсные источники чаще всего
характеризуют спектральными плотностями пиковой энергетической
силы света н энергетического освечивания. Могут применяться спект-
ральные плотности н других энергетических величин [Л. 5-2]. Для
сравнения различных источников оказываются удобными такие ха-
рактеристики, как световая отдача (отношение световой энергии к
электрической энергии питания), так называемая световая отдача в
единичном телесном угле (отношение освечивания к энергии пита-
ния) и спектральная плотность к. п. д. (спектральный к. п. д.), по-
казывающая, какая доля электрической энергии преобразуется в
энергию излучения в единичном спектральном интервале длин волн
(ГОСТ 16803-71).
Имеются трубчатые импульсные лампы особого вида — полост-
ные, в которых разряд происходит в цилиндрическом слое между
двумя коаксиальными кварцевыми трубками, а облучаемый объект
располагается в полости внутренней трубки. Для повышения эффек-
тивности таких ламп на наружную поверхность колбы обычно нано-
сят непрозрачное покрытие, отражающее излучение внутрь. Без этого
покрытия полостные лампы в принципе можно характеризовать при-
меняемыми для обычных ламп фотометрическими величинами, если
установить их связь с характеристиками светового поля в полости
лампы. Полостные лампы с непрозрачной наружной оболочкой эти-
ми фотометрическими величинами характеризовать невозможно, так
как они излучают только внутрь полости и понятие точечного источ-
ника к .дим неприменимо. Для описания их излучения образована
группа фотометрических параметров (ГОСТ 16803-71), основанных
на понятии пространственной освещенности Eq . По физическому
смыслу Eq —это сумма нормальных освещенностей в данной точке
толя или световой поток, падающий на шарик с площадью эквато-
риального сечения, равной единице [Л. 3-80]. Пространственная
зсвещенность Eq определяется выражением: Eq=^Lv dii, где Lv —
яркость в направлении элементарного телесного угла dQ. Она изме-
ряется в световых единицах — в люксах, а в энергетических едини-
цах— в Вт/м2. В качестве основных рассматриваются [Л. 5-6] сле-
дующие параметры излучения полостных импульсных ламп:
1) пространственная экспозиция на оси лампы в середине по-
лости //q — интеграл от пространственной освещенности по времени
излучения:
tfo = [Eo(0d/=[ f Lv (t, Q) dt dQ;
b 0 (4lt) °
2) пиковая пространственная освещенность Eq^ на оси лампы
в середине полости;
3) длительность импульса пространственной освещенности Tq
на уровне 0,35 £Qn;
4) пространственное распределение излучения полостной лампы
Hq(x) — зависимость пространственной экспозиции Hq на оси лампы
от расстояния х до середины полости;
5) спектральная плотность энергетической пространственной экс-
позиции Нна оси лампы в середине полости.
Пространственная экспозиция ЯрВ середине полости достаточно
однозначно характеризует излучение лампы определенного типа и
может играть роль аналога освечивания.
Чаще всего импульсные источники применяются не для освеще-
ния (воздействия на человеческий Тлаз). Тем не менее их излучение
в справочной, научной и технической литературе характеризуется
световыми величинами. Это объясняется тем, что система световых
измерений физическими фотометрами достаточно детально разрабо-
тана и внедрена в международном масштабе. Во многих случаях
импульсные лампы воздействуют на приемники, чувствительные в
видимой области спектра. В отношении импульсной лампы, имеющей
в определенном режиме питания некоторое достаточно неизменное
спектральное распределение, по световым величинам можно судить
о параметрах излучения в различных спектральных интервалах и вне
видимой области спектра.
Импульсную лампу каждого типа следует рассматривать как
универсальный прибор с весьма широким диапазоном изменения па-
раметров генерируемых импульсов излучения в зависимости от кон-
кретных параметров устройства питания. Вместе с тем характери-
стики излучения трубчатых и шаровых импульсных ламп значитель-
но различаются.
5-3. Световые характеристики
трубчатых импульсных ламп
Характер кривой изменения силы света I(/) импульс-
ного разряда во времени зависит от параметров лампы и
разрядного контура. Обычно импульсы силы света / (0
характеризуются тремя параметрами: освечиванием в,
пиковой силой света /п и длительностью вспышки т.
Вары^РУя форму и длительность импульса выделяющей-
ся в Дампе электрической мощности, можно в широких
предеЛах изменять параметры импульсов излучения.
При питании лампы от длинной линии можно получать
импуДьсы силы света, близкие к прямоугольным (см. гл.
9). ОДнако ПРИ наиболее распространенном питании от
кондеЯсатоРа и при индуктивностях разрядного контура
д0 ю мкГ кривая 1(f) имеет общую для всех условий ха-
рактеРнУю Ф°РМУ (рис. 5-1). Изменяя масштабы по
Рис. 5-1. Типичная зависи-
мость силы света 1(f) от
времени t при малой индук-
тивности разрядного конту-
ра (/„— пиковая сила све-
та, т — длительность им-
пульса силы света). Ксено-
новая капиллярная импульс-
ная лампа (ро=О,О8 МПа,
Z=70 мм, di=0,5 мм), С—
=0,25 мкФ, {7о=1,2 кВ,
£=1 мкГ.
осям рбсцисс и ординат, можно добиться практического
С0ВПа/1ения всех графиков с точностью до небольших из-
менений крутизны фронта и нарушений плавного хода
кривой из-за колебаний плотности газа при расширении
каналР-
В связи с этим отношение К=0//пт и отношение К' освечивания
за впемя т (см- Рис- 5-1) к освечиванию 0 всего импульса для самых
разных условий имеют практически одинаковые значения: К=0,86±
±0 04- Kz=0,81±0,04. Не слишком существенно (не более чем на
10%) и К' меняются и при значительном увеличении индуктив-
ности крнтура питания ламп, при котором график 1(f) приближает-
ся к сиьЛметРичи°я колоколообразной форме. Таким образом, импуль-
сы силь! света можно приближенно характеризовать даже двумя па-
раметра^11’ например: освечиванием и длительностью вспышки. Для
описаний характерной формы импульса излучения предлагались' раз-
личные функции [Л. 5-7, 5-7а, 5-76, 5-8]. Например, при широком
изменен!411 энергии разряда в пределах 50—14 500 Дж и емкости пи-
тающего конденсатора в пределах 200—2500 мкФ она достаточно
хорошо аппроксимируется выражением:
-у—ехр(1 — t/tu)
Где t-n_время достижения пикового значения, меняющееся в преде-
лах ЗО-'бОО мкс; — параметр функции, равный 0,14—1,2 при ма-
лой и 3 при большой индуктивности контура; в некоторых случаях
удобнее аппроксимация;
/ (t) = alu — е~//т=),
где а, Ti, т2 —параметры функции, причем а зависит от отношения
Т1/Т2-
Сравнение импульсов излучения при разных электрических энер-
гиях разряда 1Г удобно производить, пользуясь световой отдачей
импульсного источника света t]=&0QeIW=QIW, где, как и для по-
стоянных источников, излучения, £2Э — эквивалентный телесный угол,
выраженный в стерадианах (отношение световой энергии Q вспышки
к освечиванию &0 в принятом основном направлении).
Световые характеристики сложным образом зависят
от конструктивных данных ламп (dt — внутреннего диа-
метра колбы, I — расстояния между электродами,
Vs/Vp — отношения балластного приэлектродного объе-
ма к рабочему объему, р0 — давления холодного газа пе-
ред вспышкой, а также рода наполняющего газа) и па-
раметров их питания (Uo— рабочего напряжения, С —
емкости батареи конденсаторов разрядного контура,
L — индуктивности разрядного контура, Ro— активного
балластного сопротивления контура). Обобщение накоп-
ленного экспериментального материала осложняется
тем, что во многих случаях данные получены при недо-
статочном контроле перечисленных параметров, напри-
мер потерь электрической энергии в контуре и ухода га-
за в приэлектродные объемы.
Зависимость т от di имеет сложный характер. При
увеличении I и С и малой L она переходит от пропорцио-
нальности dr1/2 к пропорциональности dr2. При постоян-
стве произведения С1 изменение I почти не меняет т, если
не считать весьма малых I (менее 4 см), при которых на-
блюдается небольшое увеличение т (на 10% при 1=
—2 см) из-за того, что приэлектродные падения напря-
жения в разряде становятся сравнимыми с падением на-
пряжения в столбе. Зависимость т от Uo или напряжен-
ности электрического поля E—U0/l может быть выра-
жена формулой Т2/Т1 ~ (Ei/Ег)0,6, где Ei и Е2 — два
значения начальной напряженности, а та и —соответ-
ствующие длительности вспышек. Зависимости т от С
также имеют сложный характер: при переходе от малых
к большим значениям С1 наблюдается переход от про-
порциональности С1/2 (при т=С50 мкс) к пропорциональ-
ности С. Поэтому различные эмпирические формулы за-
висимости т от Е могут применяться в узко ограничен-
ном диапазоне изменения С. На рис. 5-2 (левая часть)
представлено семейство экспериментальных графиков
зависимости т от произведения С1 для ксеноновых ламп
при начальной напряженности электрического поля
100 В/см и L«1 мкГ. Справа показано смещение мас-
Рис. 5-2. Зависимости т от С1 ламп с разными внутренними диамет-
рами разрядной трубки (di, мм — надписаны над кривыми) при на-
чальной напряженности электрического поля £=100 В/см (Хе, р0=
=0,024-0,08 МПа, Z=2-el30 см [Л. 5-10]). Справа—смещение
масштаба ординат при изменении £.
штаба ординат при изменении начальной напряженно-
сти, следовательно рис. 5-2 может использоваться в ка-
честве номограммы для определения длительности вспы-
шек различных трубчатых ламп при различных электри-
ческих параметрах (при малых Re и L). Рассмотрение
рис. 5-2 показывает, что в области больших т (выше
300 мкс) наклон кривых и расстояние по вертикали меж-
ду ними соответствуют представлению о том, что столб
разряда эквивалентен омическому сопротивлению Ra,
определяемому единой для данного значения Е проводи-
мостью плазмы о и геометрическими размерами внут-
реннего канала разрядной, трубки. Соответствующее та-
кому представлению расчетное значение длительности
импульса мощности, равное RnC/2, согласуется с экспе-
риментальными данными для т (при т^ЗОО мкс), если
при £=100 В/см принять о«80 См-см-1.
капиллярных ламп при А’л =
о
SO
Цимакс
~ 100 мкГ
не сказы-
временной
силы све-
ет?
60
Ро
о 0,0) о,ог о,os о,о* о,os о,ив мпа
Рис. 5-3. Зависимости [Л. 5-11]
относительной световой отдачи
макс трубчатых импульсных
ламп от давления ксеиоиа р0 при
следующих di и т.
1 — 7 мм, 600—900 мкс; 2—16 мм,
600—900 мкс; 3 — 34 мм, 600—900 мкс;
4 — 34 мм, 150 мкс.
Рис. 5-4. Экспериментальная зави-
симость световой отдачи в единич-
ном телесном угле ксеноновой им-
пульсной лампы от отношения
объемов Va/Vp (d;=7 мм, I—
=80 мм, ро=0,053 МПа, W=
= 650 Дж, С=600 мкФ, L=
= 100 мкГ) [Л. 2-35].
Основываясь на таком представлении, следует ож -
дать, что при индуктивности разрядного контура меньше
критической LKP=CR^/4 и длительность т не
должна заметно зависеть от L и /?б- Это подтверждается
тем, что, например, для
=40 Ом и Ькр—
= 100 мкГ введение в
разрядный контур ин-
дуктивности * "
практически
вается на
зависимости
та и не дает заметного
увеличения т. Только
введение индуктивно-
сти 2500 мкГ увеличи-
вает т в 2,2 раза. Пи-
ковая сила света сни-
жается при этом не-
сколько быстрее, чем
увеличивается т. Ана-
логично этому для
увеличения вдвое т им-
пульса излучения лам-
пы с /?л=0,4 Ом (ксе-
нон, ро=О,О13 МПа,
di—9 мм, 1=14 см,
С—800 мкФ, Uo=
= 1 кВ) требуется до
полнительно вклю-
чить в разрядный кон-
тур
100 мкГ, превышаю-
щую LKP в 3 раза.
Ориентировочно мож-
но считать, что при L,
существенно большей, чем £кр, выполняется зависимость
т«2,6 ]/LC. Качественно аналогично влияет на дли-
тельность импульсов силы света балластное сопротивле-
ние контура, превышающее расчетное сопротивление
лампы.
Так же сложно зависят световые характеристики от
рода и давления газа. Наиболее выражены соответству-
ющие зависимости при низких ро и малых di там, где
индуктивность
Таблица 5-2
Зависимости т, /п, 0 от рода газа и давления (di=0,5 мм,
/=70 мм, С=0,25 мкФ, 17о=1,2 кВ)
Род газа Рс, МПа т, мкс /п’ ккд е, кд-с
Аргон 0,08 12,6 2,2 0,025
Криптон 0,08 19,4 5,1 0,08
Ксенон 0,08 22,2 8,2 0,15
» 0,04 17,9 12,3 0,15
» 0,013 10,6 12,3 0,1
» 0,006 7,0 9,8 0,04
плазма начинает существенно отличаться от равновес-
ной.
В табл. 5-2 приведены световые параметры капиллярных им-
пульсных ламп с различными наполнениями. Обращает на себя вни-
мание, что в отличие от длительности вспышки и освечивания, кото-
рые при увеличении давления газа р0 сначала монотонно возрастают,
а затем перестают изменяться, пиковая сила света при малых энер-
гиях разряда имеет максимум при давлении 0,013—0,04 МПа и при
больших ро снижается на 30%. Это связано с более быстрым ростом
с давлением освечивания по сравнению с ростом т. Из табл. 5-2 вид-
но также, что капиллярные разряды в ксеноне обладают в несколько
раз более высокой световой отдачей по сравнению с разрядами в
других инертных газах. Аналогичные, но значительно менее выра-
женные зависимости световых параметров наблюдаются и для им-
пульсных ламп с внутренними диаметрами большего размера.
Пиковая сила света /п капиллярных ксеноновых импульсных
ламп (di=0,5-e-3,5 мм, /=10-^80 мм, 1/о=0,54-3 кВ, С=0,254-2 мкФ,
£=0,5-4-10 мкГ, ро=0,003-4-0,09 МПа) связана возрастающей зависи-
мостью (примерно линейно) с емкостью рабочего конденсатора С и
квадратом рабочего напряжения Uo [Л. 5-9]. При постоянной энер-
гии разряда /п возрастает с уменьшением С. Пиковая сила света /п
практически не зависит от давления ксенона в диапазоне 0,03—
0,1 МПа. Она имеет максимум при d, в интервале 0,5—2 мм и за-
метно уменьшается при увеличении индуктивности разрядного кон-
тура в случае относительно малого сопротивления лампы.
Из характерных зависимостей' световой отдачи от давления
газа (рис. 5-3) при т= 600-4-900 мкс получено практически полезное
эмпирическое выражение для оптимального давления [Л. 5-11]:
Po,95=0,3/di (р0,95 — давление, МПа, при котором световая отдача
достигает 95% своего максимального значения, d,—-внутренний
диаметр колбы, мм), подтвержденное для ламп с di от 7 до 34 мм.
Абсолютные значения световой отдачи в единичном телесном угле
Т1и=0о/Ц7 (0О.— освечивание в направлении нормали к оси лампы,
W— электрическая энергия разряда) прямых трубчатых ксеноновых
импульсных ламп с большими энергиями разряда при оптимальных
давлениях ксенона и малых потерях энергии в разрядном контуре
(не более 10%) для характерных диапазонов геометрических пара-
метров (d<=7-*-94 мм, 1=504-1000 мм) и удельных электрических
мощностей в разряде [(504-500) • 103 JBr/см3] колеблются по имею-
щимся данным [Л. 5-11—5-13] от 4 до 6 кд-с/Дж.
Существенное влияние балластных приэлектродных объемов на
световую отдачу импульсных ламп видно из рис. 5-4. Уменьшение
световой отдачи ламп при увеличении V8/Vp можно объяснить зави-
симостями, приведенными на рис. 5-3. Охарактеризованный форму-
лой (2-29) уход значительной части нейтральных атомов из столба
разряда (рабочего объема Ур) в относительно холодные не занятые
разрядом околоэлектродные области [Л. 2-34, 3-26, 5-14] равноси-
лен снижению ро- Для большинства серийных трубчатых импульсных
ламп номинальное значение УЭ/УР лежит в пределах 0,04—0,16 (0,85
для лампы ИСП 1000), но его фактическое значение иногда в 2—4
раза отклоняется от номинала в обе стороны [Л. 5-15].
Влияние конструктивных и электрических параметров иа свето-
вые характеристики полостных импульсных ламп изучено не столь
подробно [Л. 5-16, 5-17], однако можно считать, что оно имеет ана-
логичный характер. Световая отдача полостных ламп несколько
ниже, чем у обычных, вследствие увеличения энергетических потерь
за счет внутренней трубки колбы. Например, у лампы ИФПП 7000
без внешнего отражающего покрытия при достаточно большой энер-
гии разряда (117=6760 Дж) световая отдача в единичный телесный
угол составляет лишь 1]„=3,9 кд-с/Дж [Л. 5-12]. Длительность им-
пульсов освещенности' в различных точках полости практически оди-
накова [Л. 5-6], а измерения пространственного распределения излу-
чения в полости (рис. 5-5) хорошо согласуются с расчетами [Л. 5-18].
Пространственная экспозиция Hq (х) перестает зависеть от осевой
координаты х при сравнительно небольшом погружении приемника
излучения в полость (5 см для ламп большой длины с диаметром
полости 4,5 см). При нанесении на наружную поверхность полостной
лампы диффузно отражающего покрытия с коэффициентом отраже-
ния 0,9 пространственная экспозиция увеличивается примерно в
6 раз.
Переходя к яркостным характеристикам, отметим
прежде всего, что наблюдаемый по нормали к оси лампы
диаметр светящей трубки капилляра равен его истинно-
му диаметру, т. е. что отсутствует увеличение из-за пре-
ломления. в стекле стенки капилляра. В самом деле, рас-
смотрение хода лучей через цилиндрическую колбу в
плоскости, перпендикулярной оси лампы [Л.3-17, 5-19,
5-20], а также лучей, составляющих любой угол с осью
[Л.5-21], обнаруживает, что хотя выходящий из лампы
луч вследствие преломлений на поверхностях колбы по-
вернут относительно соответствующего луча внутри кол-
бы, расстояние между этим лучом и осью лампы не ме-
няется (это справедливо для любого числа коаксиаль-
ных цилиндрических оболочек при условии равенства
показателей преломления сред внутри и вне оболочек
Для газорязрядных ламп, находящихся в воздухе, уело-
вие выполняется достаточно точно, так как показатели
преломления газового наполнения и воздуха отличаются
незначительно). Таким образом, при круговой симмет-
рии разряда колба не влияет на радиальное распреде-
ление яркости полностью прозрачного цилиндрически
симметричного столба разряда. Различные лучи, одна-
ко, могут селективно ослабляться, если источник (плаз-
Рис. 5-5. Изменение про-
странственной экспози-
ции Hq вдоль оси по-
лостной лампы без на-
ружного покрытия с диа-
метром полости 32 мм
[Л. 5-6] (вверху — раз-
рез лампы).
Рис. 5-6. Зависимость предель-
ного интеграла яркости для
ксеноновых трубчатых ламп.
Сплошная линия — кварцевые труб-
ки, =4-н 12 мм; пунктирные—труб-
ки из стекла С-52 (прежнее обозна-
чение ЗС-5К) с указанными на ри-
сунке диаметрами в миллиметрах.
ма или оболочка) обладает поглощением, что может
быть обнаружено по слабой политизации излучения.
При сравнительно больших длительностях разрядов,
когда стадия расширения канала несущественна и плаз-
ма практически равномерно заполняет все внутреннее
сечение разрядной трубки, можно, учитывая свойства
цилиндрических оболочек, весьма просто рассчитать по
известным значениям световых параметров пиковую га-
баритную яркость Lvt^Inlldi и габаритный интеграл яр-
кости f Lvdt=Qlldi (для ламп с изогнутыми трубками
используются аналогичные выражения, в которые вхо-
дят соответствующие площади проекции светящего объ-
ема). Например, для капиллярных ламп, учитывая их
малый диаметр, можно считать, что т=154-30 мкс зна-
чительно превышает время расширения капала разряда.
Увеличенные фотографии разрядов в капиллярах с di=
=0,34-1 мм показывают [Л.1--67], что однородное по
яркости заполнение плазмой капилляра достигается при
энергиях на 1 см длины разряда, превышающих некото-
рое зависящее от di минимальное значение WMim/l =
= (CU20/2l)Mmi (0,01 Дж/см при dj=0,5 мм и 0,07 Дж/см
при di=l мм; при равных W/1 разряды с большим на-
Рис. 5-7. Зависимость
предельного интегра-
ла яркости кварцевых
ламп от внутреннего
диаметра колбы при
определенных дли-
тельностях импульсов,
указанных на рисунке
в миллисекундах.
Рис. 5-8. Зависимость от напря-
женности электрического поля
пиковой яркости капиллярного
импульсного разряда, деленной
на коэффициент (т]/т] максУ,
которым учитывается недоста-
точная оптическая плотность
излучающего столба разряда
(обозначения точек — см. табл
5-5).
пряжением и 'меньшей емкостью питающего конденсато-
ра заполняют капилляр немного хуже, чем разряды с
обратным соотношением этих параметров, поэтому
определяется с погрешностью около 30%).
Для трубчатых ламп, которые чаще всего использу-
ются во взаимодействии с интегрирующим приемником
излучения (фотоматериал, активный элемент лазера,
глаз и т.п.), практически наиболее важен интеграл яр-
кости по времени. Наибольшее значение этой величины
зависит главным образом от произведения С1 (опреде-
ляющего длительность импульса), диаметра и материа-
ла разрядной трубки. Попытка превысить эту границу
при заданных Cl, di и материале за счет увеличения пи-
ковой мощности разряда приводит к разрушению труб-
ки (см. гл. 6). На рис. 5-6 показаны графики зависимо-
сти предельного интеграла яркости от произведения
С1 при различных диаметрах и материале разрядной
трубки. Обращает на себя внимание, что для кварцевых
ламп с внутренними диаметрами трубки от 4 до 12 мм
предел интеграла яркости практически не зависит от dit
что следует из табл. 5-3.
Таблица 5-3
Предельные значения интеграла яркости J Lv dt, Мкд-с/м2,
кварцевых ксеноновых ламп с ро=О,О2 МПа (150 мм рт. ст.)
при естественном охлаждении, интервалах между импульсами 15 с
и индуктивности до 10 мкГ
d-, мм
1, мкФ-см 4 6 9 12 15
12 000 3 3 3
36 000 4,6 4,8 4,5 4,4 3,2
120 000 7 8,7 8,6 8,1 -—.
324 000 11,5 11,5 10,6 10,3 8
При разных di одинако вые предельные значения ин-
теграла яркости соответствуют разным длительностям
импульсов. Задаваясь определенной длительностью им-
пульса т, можно на основе данных о длительности им-
пульсов и рис. 5-6 построить графики зависимости пре-
дельного интеграла яркости от dit приведенные на рис.
5-7.
Менее определенными являются данные о распределении яркости
в случае весьма кратковременных разрядов, длительность которых
сравнима с временем расширения канала. Вышеприведенные форму-
лы для Lrn и J £п dt дают при этом средние по диаметру трубки
значения пиковой яркости и интеграла яркости, которые могут быть
существенно пиже значений, соответствующих наиболее яркой части.
Однако при значениях CU^nldt больших, чем 2 Дж/см2, различие
яркости по ширине канала сравнительно невелико. Это видно, напри-
мер, из мгновенных фотографий расширяющегося канала или экспе-
риментальных данных о мгновенных энергетических яркостях на раз-
личных расстояниях от оси, примеры которых приведены в табл. 5-4.
Данный вывод согласуется со сводным материалом о яркостных
характеристиках разрядов в капиллярах, собранным из различных
работ и представленным в табл. 5-5 и на рис. 5-8.
Таблица 5-4
i
Пиковые энергетические яркости капиллярного разряда
на различных расстояниях от оси в двух участках видимого спектра.
Воздух ро = О,1 МПа; й{ = 0,18мм; 1=1 см; С = 0,05мкФ; £70=18кВ;
яркость в относительных единицах
расстояние от оси в долях радиуса капилляра 0 0,25 0,5 0,75
Яркость при Х=570 нм 1 1 0,9 0,6
Яркость при Л=434 нм 1 0,9 0,7 о,3
В трех последних столбцах табл. 5-5 приведены яркостные ха-
рактеристики различных импульсных ламп, большей частью опреде-
ленные путем деления силы света и освечивания на площадь боковой
проекции канала разрядной трубки. В предпоследнем столбце дается
значение пиковой яркости, деленное на эмпирически подобранный
коэффициент, который равен квадрату функции т)/т]макс, рассмотрен-
ной в § 5-6. Этот коэффициент является мерой снижения пиковой
яркости разрядов, характеризуемых значением CU^/nldi, меньшим,
чем 2 Дж/см2, по сравнению с максимальным значением Lva при
данной напряженности электрического поля. Физически он может
быть связан с оптической плотностью столба излучающей плазмы.
Как видно из рис. 5-8, имеющиеся экспериментальные данные
о пиковой яркости разрядов с ограниченным каналом удовлетвори-
тельно отображаются единым графиком, который соответствует фор-
муле (Lva — в Гкд/м2, Ев в — В/см):
W(^^aKc)2 = £0’9/30- С5’1)
Выпадение из общего графика точек 3 и 5 связано с системати-
ческими ошибками световых измерений фотоэлементами без корри-
гирующих светофильтров. Разброс остальных точек представляется
небольшим, если учесть различия в методиках измерений. Особенно
существенно, что график на рис. 5-8 охватывает данные, которые
относятся к различным газам, давлениям, индуктивностям разрядно-
го контура, а также различающимся на несколько порядков парамет
рам разряда. Применение этого графика в сочетании с графиком на
рис. 5-2 и зависимостью т]/т]макс от плотности энергии (§ 5-6) позво-
ляет с практически удовлетворительной точностью оценить все ин-
тегральные по спектру фотометрические характеристики излучения
импульсных разрядов в трубчатых лампах малого диаметра. Следует
оговорить, что в настоящее время отсутствуют достаточные данные
для определения точного хода функции т]/т]макс для легких газов.
Можно предполагать, что для них значение CU^nld-i, ниже которо-
го эта функция становится меньше единицы, превышает значение
2 Дж/см2, соответствующее ксенону и криптону.
Распределение яркости по объему импульсных ламп
большого диаметра (10 мм и более) в значительной сте-
пени зависит от способа зажигания, влияющего на ха-
Световые характеристики капиллярных разрядов по данным
Авторы Обозначение на рис. 5—8 Газ Ро, МПа К б _ 3 С, мкф У», кВ
Маршак, Щу-) Хе 0,08 0,025 7 4 1,2
КИН 1 1
Те же Хе 0,08 0,025 7 0,12 1,2
>> х» ' Хе 0,08 0,025 7 20 1,2
Хе 0,08 0,025 7 0,25 4
Мак 2 Воздух 0,1 0,04 1 0,05 19
Тэккерей 3 Аг 0,1 0,05 0,8 0,1 7
Эджертон ) Хе+30%Н2 0,08 0,05 9,2 0,01 8
» 4 Хе+30%Нг 0,08 0,05 9.2 0,02 8
» J Хе+30%Н2 0,08 0,05 9,2 0-04 8
Эджертон, Ка-' Хе 0,1 0,06 0,6 0,03 2
ту Те же Хе 0,1 0,06 0,6 0,1 2
» » 5 Хе 0,1 0,06 0,6 0,1 3
» » Хе 0,1 0,06 0,6 1 2
» » Хе 0,1 0,06 0,6 1 3
Ванюков, Мак,) Хе 0,39 0,12 1 0,011 12
Урес ] 6
Те же Воздух 0,1 0,02 1 0,011 29
Хе 0,3 0,015 1,7 0,1 6
Кирсанов и др.т
Те же Хе 0,3 0,015 1,7 0,1 5,3
» » 7 Хе 0,3 0,015 1,7 0,1 3,7
» » Хе 0,3 0,015 1,7 0,05 6,9
Эджертон и др. 8 Хе 0,02 0,17 7,5 12 1,5
Маршак и др. 9 Хе 0,013 0,2 7 2500 0,3
* Измерения производились с приемником излучения, фотокатод кото
ра, корригирующего к кривой спектральной чувствительности глаза.
рактер и время заполнения разрядной трубки. В некото-
рых случаях даже при относительно больших энергиях и
длительностях разрядов заполнение трубки вообще не
происходит. Например, в лампе ИФП 5000 при весьма
широком варьировании режима питания (т=150 мкс,
IF=0,5-4-1,8 кДж и т—600 мкс, IF—0,9-4-3,6 кДж) на-
блюдалось стабильное во время всего разряда плазмен-
ное образование в виде ленточного шнура вдоль навито-
го на колбу проволочного электрода поджига [Л.5-22].
Особое значение придается равномерности распреде-
ления яркости импульсных ламп с прямоугольным сече-
Таблица 5-5
различных авторов [Л. 1-68, 2-44, 2-51 и др. —см..0-1]
э S » о ьзи CW Дж/см2 т, мкс !П' Мкд <э, кд-с %, лм/Вт » Гкд/м2 О id о S о
2,9 170 5,5 100} 0,086 7,4 26 2,5 2,5 210
0,086 170 0,16 14 0,003 0,04 4,5 0,09 3,1 1,15
1'4.4 170 27,5 400 о,н 37,4 26 3,1 3,1 1070
2 570 3,8 18 0,4 6,2 31 11,5 11,5 180
9 19 000 71 1,15 1,45 1,45 1,6 180 180 180
2,5 8800 20 1,5 4,8* 5,7* 25* 600* 600* 700*
0,32 870 0,22 1,2 0,1 0,12 3,7 1,1 22 1,3
0,64 870 0,45 1,6 0,22- 0,35 5,5 2,4 17,5 3,8
1,28 870 0,89 2,1 0,3 0,62 4,9 3,3 9 7
0,06 3800 0,52 0,25* 0,15* 0,038* 6,3 21* 120* 5,3*
0,2 3300 1,73 0,6 0,5* 0,3* 15* 70* 91* 42*
0.45 5000 4 0,6 1* 0,6* 13,3* 140* 140* 85*
2 3300 17,3 2,5 1,5* 3,7* 18,5* 210* 210* 510*
4,5 5000 40 3 2,6* 8* 17,8* 360* 360* 1100*
0,8 12 000 2,1 — 1,7 — — 70 87 —
9,2 29 000 73 — 2 — 500 500 —
1,8 3500 2,3 1 1,5 1,5 8 31 38 31
2,5* 2,5* 13* 51* — 51*
1,4 3100 1,7 — 1,5 .—. — 23 30 -—-
0,7 2200 0,87 —. 0,75 — — 15 39 .—
1,2 4100 1,5 — 1,2 — .—. 24 37 "—
13,5 200 3,2 30 1,7 44 32,5 6,5 6,5 170
113 43 26 1100 0,42 400 35 1,5 1,5 1430
имел максимум чувствительности в синей
части спектра, без^ светофнльт-
нием канала (так называемых панельных) и полостных
ламп при использовании их, например, для оптической
накачки лазеров. Для панельных ламп с сечениями 5Х
ХЗО мм2 и 10X30 мм2 при относительно малой объемной
плотности электрической энергии разряда IF/VP=
=80 Дж/см3 и длительности импульсов излучения т=
=800 мкс существенно влияние формы поджигающего
электрода [Л. 5-23]. Более равномерное распределение
получается с пластинчатым поджигающим электродом
или с проволочным электродом, расположенным вдоль
узкой грани трубки (по сравнению со спиральным). При
увеличении Wр выше 130 Дж/см3 распределение интег-
рала яркости становится более равномерным и практи-
чески не зависит от формы поджигающего электрода.
Высокоскоростное фотографирование показывает,
что зажигание полостных ламп ИФПП 7000 и ИФПП
Рис. 5-9. Зависимость от времени распределения яркости по длине
полостной лампы ИФПП 4000 (разрядный объем длиной 120 мм
ограничен диаметрами 19 и 29 мм, №=500 Дж, С=4,7 мкФ, L=
=0,4 мкГ, ро=0,0067 МПа, т»20 мкс, последовательно с лампой
включался воздушный разрядник) [Л. 5-24].
4000 характеризуется образованием нескольких кана-
лов разряда [Л. 5-24]. В дальнейшем происходит равно-
мерное заполнение коаксиальной полости излучающей
плазмой. Анализ временного распределения яркости
(рис. 5-9) показывает, что в полостных лампах с коль-
цевыми электродными узлами (ИФПП 4000) более сим-
метричное развитие разряда приводит и к более равно-
мерному распределению яркости по длине лампы (коор-
динаты 30 и 150 мм соответствуют концам электродов).
Зависимость яркостной температуры TL (рис. 5-10) от
давления ксенона имеет пологий максимум при р0=
=0,006 МПа. С увеличением энергии разряда или плот-
ности тока TL растет. Температура плазмы в заэлектрод-
ных объемах существенно меньше, чем в средней части
разрядного промежутка. В лампе ЦФПП 4000 распреде-
ление яркости по длине лампы более равномерно. Таким
образом, конструктивные особенности ламп, способству-
Рис. 5-10. Зависимости пиковой яркостной температуры плазмы лам-
пы ИФПП7000 от начального давления ксенона р0 (/), энергии W
п средней удельной мощности разряда Р (2), плотности тока j (3),
а также ее распределение по длине трубки (4) [Л. 5-24] (прочие
параметры разряда те же, что на рис. 5-9).
ющие симметричному развитию разряда, приводят и к
более равномерному распределению яркости по длине
лампы.
5-4. Световые характеристики
шаровых импульсных ламп
Излучение разрядов в шаровых импульсных лампах,
отличающихся от разрядов в трубчатых лампах, как
правило, существенно меньшей продолжительностью и
меняющейся от импульса к импульсу формой канала, оп-
ределяется не только освечиванием ©, пиковой силой
света 1п и длительностью импульса силы света т, но еще
и дополнительными параметрами — скоростью нараста-
ния силы света и воспроизводимостью характеристик от
импульса к импульсу (последней посвящен § 5-9).
Короткие импульсы излучения в шаровых лампах со-
здаются при разряде конденсатора малой емкости через
не ограниченный стенками разрядный промежуток ма-
лой длины. Из-за низкого сопротивления канала такие
разряды чаще всего бывают колебательными, обладая
рядом специфических особенностей, в силу которых за-
висимость их световых характеристик от параметров ока-
зывается существенно усложненной. Отметим основные
из этих особенностей.
Отношение выделяющейся в шаровой импульсной
лампе электрической энергии Wn к запасаемой в конден-
саторе электрической энергии W0=CU%/2, называемое
к. п. д. разрядного контура т)к, изменяется в пределах,
более широких, чем свойственно трубчатым лампам, и
сильно зависит от свойств контура. При неизменном бал-
ластном сопротивлении Re к. п.д. т]к существенно зави-
сит от IF0, определяющей диаметр и эффективное сопро-
тивление канала разряда.
Оценку потерь в балластном сопротивлении, пропорциональных
Rel(Rb+Rx) (где Rn — эффективное сопротивление канала), можно
осуществить, определив Re по данным о конструкции контура и Rn
по данным о проводимости столба [см. формулу (2-1)] и скорости
его расширения (см. рис. 2-15). При достаточном сечении проводов
и хороших контактах в токовой цепи Re в основном определяется
потерями в конденсаторе. Среднюю мощность этих потерь, с одной
стороны, можно выразить через Ct/^2jrftg6 (Пд — действующее на-
пряжение, равное Uo/V2, f=l/2nVcL— собственная частота
контура, tg 6 — тангенс потерь в конденсаторе), а с другой, пользу-
ясь понятием эффективного сопротивления Re, — через 0,85 i^Re
(in — пиковая сила тока, равная 0,64 CU^[L). Приравнивая два вы-
ражения для мощности потерь, находим:
7?6-«l/’L/Ctg6.
Например, разряд в лампе ИСШ 100-3 (ксенон, 0,3 МПа, 1=
=0,5 см) при С=0,5 мкФ, £=0,2 мкГ имеет согласно рис. 2-15 ра-
диус столба к моменту максимума тока (через четверть периода,
т. е. 0,5 мкс) около 0,05 см. При Пи=3,2 кВ его удельная проводи-
мость согласно (2-1) равна 10~3 См-см—1. Поэтому /?л~0,06 Ом.
При использовании бумажно-масляного конденсатора с tg 6=0,03
эффективное /?б«0,02 Ом. Оценка потерь дает таким образом зна-
чение около 25%. Экспериментальное сравнение энергетических осве-
чпваний вспышек этой лампы при питании от бумажно-масляного
конденсатора и слюдяного конденсатора с ничтожно малым, tg 6 да-
ло для потерь при первом варианте питания значение около 24%.
При питании той же лампы в том Же контуре с добавленным после-
довательным активным сопротивлением 0,3 Ом то же значение
соответствовало бы потерям примерно 83%. Полученное в данном
примере снижение освечивания на 62% свидетельствует о некотором
увеличении в этом случае из-за существенного влияния большого
Яб на диаметр столба.
Рис. 5-11. Образцы осциллограмм.
а — сила света разрядов в ксеноне (/, 4), криптоне (2) н аргоне (3); 1, 2, 3-—
С*»2 мкФ, £=0,2 мкГ, U0=3,75 кВ; 4 — С=0,4 мкФ, £=0,09 мкГ, Up=5 кВ;
давление для всех газов 0,3 МПа; лампа, подобная ИСШ 100-3, 1=5 мм; б —
сила света Z, яркость канала £^, диаметр d канала разряда; С=0,002 мкФ,
£=0,12 мкГ, Vo~5,5 кВ, смесь Хе+10% Нг, 0,3 МПа; лампа, подобная ИСШ 300,
Z=6 мм.
Значительная часть подведенной к лампе электрической энергии
при- не ограниченных стенками колбы разрядах расходуется на рас-
ширение канала. Соответствующие потери можно оценить по форму-
лам газодинамической теории (в приведенном примере они составля-
ют около 20%).
Как указывалось в гл. 2, в канале насыщенного и пе-
ренасыщенного неограниченного импульсного разряда
существенная доля подводимой электрической энергии
может аккумулироваться плазмой в виде внутренней
энергии, высвобождающейся после спада разрядного то-
ка. При этом заметное влияние на форму и длительность
импульсов излучения оказывает свечение остывающей
плазмы. В процессе неограниченного разряда непрерыв-
ное изменение радиуса канала, плотности газа, электри-
ческого сопротивления и мощности, расходуемой на рас-
ширение канала, обусловливает большое различие вре-
менных зависимостей силы света I(t) и яркости Lv(t)
(рис. 5-11) и усложняет взаимосвязь освечивания 0 и ин-
теграла яркости \Lvdt.
В более распространенном для шаровых ламп режи-
ме часто повторяющихся вспышек, начиная с некоторой,
зависящей от W частоты повторения, особенно сущест-
венным образом проявляется невоспроизводимость фор-
мы канала разряда (идущего каждый раз по новому из-
вилистому пути), вызывающая повышенный разброс све-
товых параметров лампы от импульса к импульсу.
Накопленные к настоящему времени эксперименталь-
ные материалы позволяют наметить (в некоторых случа-
ях несколько схематично) характер зависимостей свето-
вых характеристик от параметров в наиболее употреби-
тельной области изменения последних.
Значительное изменение формы импульса мощности
при разных параметрах разряда и зависимость времени
высвечивания газа от его рода и давления, а также вы-
делившейся в канале энергии, приводят к возникнове-
нию импульсов излучения с различным соотношением
между крутизнами фронта и спада интенсивности. Та-
ким образом, подобие графиков зависимостей от време.-'
ни силы света шаровых импульсных ламп может суще-
ственно не соблюдаться. Это иллюстрируется рис. 5-11.
Разброс значений коэффициента К — отношения ос-
вечивания шаровых импульсных ламп к произведению
пиковой силы света /п на длительность импульса силы
света т (на уровне 0,35 /п) — существенно больше, чем
у трубчатых импульсных ламп. Однако с погрешностью,
не превышающей ±20%, можно для шаровых ламп по-
лагать/<=1 [Л. 5-25].
Как видно из рис. 5-12, т]г> меняется не более чем вдвое при из-
менении W почти на четыре порядка. В области изменения W от 0,1
до 10 Дж можно принять т|« постоянной. Ход зависимости т]„ от
W на этом рисунке соответствует данным многих работ, относящим-
ся к различным интервалам изменения W. Отмеченные Глазером, а
также в [Л. 5-25] небольшой рост и последующее постоянство свето-
вой отдачи при увеличении W соответствуют левой ветви и средней
части кривой на рис. 5-12, а отмеченное Чарной уменьшение т]» с
ростом W относится к правой ветви. Можно предположить, что
спад т]» в правой ветви графика при Дж в большей степени
обусловлен изменением электрического к. п. д. разрядного контура,
а подъем в области 0,01—1 Дж — уменьшением относительной доли
потерь энергии на расширение канала разряда и изменением спект-
рального распределения излучения. Более детальная картина зависи-
мости т]»> от параметров разряда представляется из рассмотрения '
рис. 5-13—5-15.
С изменением в несколько раз напряжения питания,
частоты вспышек и емкости конденсатора световая от-
дача меняется слабо (рис. 5-13). При С=10^24-10 мкФ
(см. рис. 5-14) почти не зависит от емкости, а при
Рис. 5 12. Зависимость световой отдачи т]в, пиковой силы света /п
и длительности вспышки т от энергии разряда шаровых ламп.
/ — Хе, 0,2 МПа, /=3,5 мм, /70=2-г6 кВ, Л=0,2 мкГ; лампа, подобная ИСШ 400
[Л. 5-26]; 2 и 3 — Хе, 0,22 МПа, 2=24-2,5 мм; лампа ИСШ 7 [Л, 5-27, 5-28],
лм-с/Дж
15
10
4-----
0
1 7 J * &
ио
I I________I____I I
3 4 5 6 7 кВ
Рис. 5-13, Зависимость световой отдачи от напряжения питания для
шаровых ламп с различными наполнениями при различных емкостях
питающего конденсатора и частотах вспышек f. L=0,2 мкГ, р0=
=0,3+-0,4 МПа, /=5-+6 мм.
/ — Хе, 0=0,04+0,5 мкФ; 2 — Хе + 30% Н2, С=0,04 мкФ; 3 — Кг, С =0,5 мкФ;
4 —Кг+ 30% Н2, 0=0,02+0,05 мкФ; 5 — Аг, 0=0,5 мкФ; 6 — Аг + 30% Н2, 0=
=0,05 мкФ; 7 — Кг, 0=0,01 мкФ, последовательно с лампой включено балласт-
ное сопротивление Д^=0,5 Ом (для остальных графиков Д^=0). Зачернены —
точки, полученные при одиночных вспышках, не зачернены — при f=400 Гц,
зачернены снизу — при 800 Гц, сверху —при 2000 Гц, перечеркнуты — при
4500 Гц.
уменьшении емкости ниже этого интервала — сначала
медленно, а затем быстро убывает. Значение С, при ко-
тором Г),, перестает зависеть от емкости конденсатора,
Рис. 5-14. Зависимость световой отдачи от емкости питающего кон-
денсатора.
/ — Хе; 2— Кг; 3— Аг; 4—N2; для всех четырех графиков: 77О=4,5 кВ, Z?g =0.
7=5 мм, диаметр баллона 26 мм, слюдяные конденсаторы; для кривых /—3:
ро=0,4 МПа, £=0,12-г0,2 мкГ, для кривой 4: ро=0,1 МПа, £=0,02 мкГ; 5—8 —
воздух, ро=О,1 МПа, открытый разряд, /?g=0; 5 — Пс=0,8 кВ, 7=3 мм, L=
=0,01 мкГ; 6—Uo~8 кВ, 7=3 мм, А =0,01 мкГ; 7 — Vo=2O кВ, 7=8 мм, L=
=0,03 мкГ; 8 — /Л=7 кВ, 7=4 мм, L=0,06 мкГ; 9 — аргон, ри =0,1 МПа, откры-
тый разряд, Z?g=O, кВ, мм, £=0,06 мкГ; данные графиков 6—9 по-
лучены для приемника излучения без фильтра, корригирующего его спектраль-
ную чувствительность к кривой видности; 10 — водород, Ро=2,5 кВ, 2?g =0,
7=0,4 мм, ро=0,01 МПа-
Рис. 5-15. Зависимость свето-
вой отдачи от давления газа
при различных емкостях и ин-
дуктивностях разрядного кон-
тура.
С7о=5 кВ, 7=5 мм, ро=0,3 МПа,
^g=0; О —Хе; А— Кг; □ — Аг.
Не зачернены: А=0,2 мкГ, С=
=0,1 мкФ, бумажная изоляция; за-
чернены наполовину сверху: £=
=0,07 мкГ, 0,1 мкФ, хостафан; сни-
зу: А=0,07 мкГ, 0,4 мкФ, хостафан?
газа. Рисунок 5-15 показывает, что трехкратное умень-
шение давления или увеличение индуктивности разряд-
ного контура, а также использование бумажной изоля-
ции в конденсаторе вместо пленки с низкими диэлектри-
ческими потерями приводит к снижению примерно на
30%. Изменение плотности газа в разрядном промежут-
ке при частотном режиме влияет на световую отдачу в
той же мере, что и изменение давления pG. В частности,
Рис. 5-16. Зависимость световой отдачи (сплошная линия) и дли-
тельности вспышки (пунктир) от атомной массы газа.
С=0,5 мкФ, L=0,12 мкГ, 1/о==5 кВ, Z=5 мм, ро=О,3 МПа (точки для азо-
та соответствуют значениям при ро=О,1 МПа, откорректировайным в соответ-
ствии с данными о зависимости 0 и т от р0).
уменьшение диаметра баллона с 60 до 12 мм при f=
=400 Гц, средней мощности 90 Вт (Хе=0,3 МПа, I—
=2,5 мм, С=0,05 мкФ) повышает т)„ на 13%.
Увеличение расстояния между электродами сопро-
вождается приблизительно линейным ростом световой
отдачи. При разрядах в ксеноне (0,3 МПа, 0,5 мкФ,
4,5 кВ) увеличение I от 2,5 до 10 мм приводит к росту
t)i> с 12 до 21 лм-с/Дж.
Наиболее сильно на световую отдачу неограниченно-
го импульсного разряда влияет род газа. Как видно из
рис. 5-16, световая отдача в области слабой ее зависимо-
сти от других параметров прямо пропорциональна атом-
ной массе газа с коэффициентом около 0,11 лм-с/Дж на
единицу атомной массы. Добавка к тяжелому инертному
газу, характеризуемому высокой световой отдачей, лег-
кого газа (например, водорода или азота) снижает т)«
приблизительно пропорционально отношению содержа-
ний легкого и тяжелого газов.
Сила света шаровых импульсных ламп равна интегралу непре-
рывно изменяющейся яркости по площади расширяющегося канала
разряда. Максимум этой функции определяет пиковую силу света
/п. Различие скорости изменения яркости (быстрое нарастание до
максимума и сравнительно медленный спад) и скорости иепрерыв-
ного расширения диаметра канала разряда приводит к тому, что
сила света достигает своего наибольшего значения за вспышку не-
сколько позже максимума яркости. Соответствующий пример осцил-
лограмм силы света I, яркости L„ и зависимости диаметра светящего
канала d от времени приведен на рис. 5-11,6. Аналогичная картина
наблюдается и при больших (более 100 Дж) энергиях разряда
Рис.. 5-17. Зависи-
мость пиковой силы
света от энергии раз-
ряда. С=0,4 мкФ
(бумажный конденса-
тор типа КБГП); /=
= 10 мм.
1 — аргон, 1 МПа; 2 —
ксенон, 1 МПа; 3 — азот.
0,25 МПа [Л.5-29].
[Л. 5-29]. Пиковая сила света /п так же, как яркость и диаметр
канала, зависит от пространственной и временной концентраций
энергии в разряде и, следовательно, от тех параметров разряда и
искрового промежутка, которые определяют скорость поступления
энергии в канал и процесс его расширения. Из рис. 5-12 видно, что
/п линейно зависит от энергии разряда W в широком диапазоне ее
изменения. Лишь при больших энергиях разряда, когда яркость ка-
нала приближается к максимальному значению, рост /п замедляется
и в определенных условиях достигает предела, характерного для дан-
ного газа (см. гл. 2). Поскольку в легких газах предельная яркость,
а также при прочих равных условиях диаметр канала больше, чем в
тяжелых, в этих газах пиковая сила света в предельных режимах
разряда выше (рис. 5-17).
Для параметров разряда, которые реализуются в.
промышленных типах шаровых ламп (умеренные давле-
ния и напряжения питания) указанное преимущество
легких газов в области предельно достижимых яркостей
теряется. Поэтому для наполнения шаровых ламп ис-
пользуется преимущественно чистый ксенон или ксенон
с небольшой примесью водорода или азота. В этом слу-
чае пиковая сила света /п в широком диапазоне измене-
ния параметров незначительно зависит от [/о и С при
постоянной энергии разряда (рис. 5-18) и растет при-
мерно пропорционально корню квадратному из энергии
практически независимо от того Uo или С являются пере-
менными (рис. 5-19). При малых С, при которых т)„ сии-
жается с уменьшением емкости (рис. 5-14), /п приблизи-
тельно пропорциональна С0-8. а
Изменение ро и I сопровождается изменением /п, при-
мерно пропорциональным YРо (рис. 5-20) и /°>7. Сниже-
ние индуктивности на порядок (с 0,2 до 0,02 мкГ) увели-
Рис. 5-18. Зависимость пиковой силы света от напряжения питания.
1=5 мм, 7?б=0, диаметр баллона — 26 мм.
Сплошные линии — при постоянной емкости конденсатора (1—4 — С=0,5 мкФ,
L=0,2 мкГ; 5 — С=0,4 мкФ, А=0,08 мкГ; 6 — С=0,1 мкФ, А=0,2 мкГ), пунктир
и штрихпунктир — при постоянной энергии вспышки (соответственно 5 и
14 Дж); 1 — Хе; 2—Кг; 3 — Аг (все три газа при ро=0,3 МПа); 4— 0,066 МПа
Хе + 0,026 МПа N2 [Л.5-251.
чивает 1а ксеноновых ламп на 15—20%, а ламп, напол-
ненных смесью ксенона с водородом или . азотом,—до
50%. Изменение добротности разрядного контура (на-
пример, включение последовательно с лампой активного
сопротивления Rg^Z^L/C), оказывающей значитель-
ное влияние на т)щ, практически не сказывается на 1п.
Приблизительно аналогичная картина зависимости
1а от параметров разряда наблюдается и в шаговых им-
пульсных лампах с субмикросекундной длительностью
излучения, наполненных легкими газами и их смесями
[Л. 5-30, 5-31], а также при разряде в воздухе [Л. 5-32].
При практическом использовании шаровых импульсных
ламп определенный интерес представляет пиковая сила
излучения, измеренная приемником излучения, макси-
Рис. 5-19. Зависимость пиковой
силы света 7П лампы ИШО 1
от напряжения питания 'Uo при
различных емкостях С накопи-
тельного конденсатора (Хе,
Ро=0,22 МПа, 2=2,5 мм)
[Л. 5-27].
Рис. 5-20. Приведенная зависи-
мость пиковой силы света лампы
ИСШ 7 (/=2,5 мм) в режиме оди-
ночных импульсов от давления
ксенона рй для различных энергий
W, мДж.
7 — 0,8; 2 — 1,3; 3 — 2,2; 4 — 3,4; 5 —
14,5; 6 — 22,5; 7 — 640; 8 — 995 ; 9 —точ-
ка приведения к единому масштабу
ординат [Л.5-28].
мум спектральной чувствительности которого сдвинут в
синюю область спектра (например, фотоэлектронным
умножителем с сурьмяно-цезиевым фотокатодом, имею-
щим максимум чувствительности в области длины вол-
ны 400 нм и 35% максимальной чувствительности при
310 и 570 нм). Пиковая сила излучения /еп, полученная
по реакции этого приемника для весьма широкой обла-
сти варьирования параметров разряда и искрового про-
межутка, в 1,5—2 раза выше пиковой силы света (при
градуировке приемника по источнику типа А) [Л. 5-25]?
Длительность импульса силы света т определяется
продолжительностью процессов выделения электричес-
кой энергии в канале разряда и временем высвечивания
нагретого газа. Данные о длительности электрического
импульса и световой вспышки в режимах разряда при
предельно низкой индуктивности контура имеются в
[Л. 1-68, 5-33].
-Длительность вспышки т примерно пропорциональна
yw (рис. 5-12) независимо от выбора переменной С
1
Ю'1
мкс
10
10 2
W3
10 ~5 10~3 10~г 10ч 1 мкФ
Рис. 5-21. Зависимость длительности вспышки от емкости питающего
конденсатора.
Данные [Л. 5-25]: /=5 мм, рс=0,3 МПа, 7?б=0, диаметр баллона
26 мм, сплошные линии: 0,15 мкГ.
/ — Хе; 2 — Кг; 3— Аг (зачерненные точки — те же газы с примесью 30% во-
дорода; напряжение питания, кВ, указано на графиках); 4—N2, 0,3 МПа,
4,5 кВ, 0,02 мкГ, остальные параметры те же; 5 — Хе, 2=17 мм, Z?g=O, капил-
ляр =3 мм, 0,2 мкГ, 6 кВ. Прочие точки, заимствованные из других работ:
6 — Хе, 0,02 МПа; 7 —Аг, 0,07 МПа, 3 кВ, 12 мм, 0,2 мкГ; 8 — воздух, 0,1 МПа,
10 кВ, 4 мм (капилляр =1 мм), 0,01 мкГ; -9— воздух, 0,1 МПа, 6,5 кВ, 8 мм,
0,03 мкГ; 10— воздух, 0,1 МПа, 3—6 кВ, 0,8—1,5 мм, 0,001—0,004 мкГ; 11— воз-
дух, 0,1 МПа, 17 кВ, 10 мм, 0,01 мкГ; /2 —Н2, 0,015 МПа, 2,5 кВ, 0,4 мм,
0,005 мкГ; 13 — Hg, 5кВ; 14 — воздух, 0,1 МПа, 1 кВ, 0,14 мм, 0,01 мкГ; 15 —
воздух, 0,1—0,17 МПа, 5—8 кВ, 1,3—3 мм, 0,01 мкГ; 16— воздух, 0.1 МПа, 7 кВ,
4 мм, 0,06 мкГ; /7 —Аг, 0,1 МПа, 7 кВ, 8 мм, 0,06 мкГ; 18 — то же, но в ка-
пилляре dj=l мм; 19 — воздух, 0,1 МПа, 8,5 кВ, 3 мм, 0,01 мкГ; 20 — Аг; 21 —
На; 22 — Не (для 20—22 остальные параметры: 1,4 МПа, 8 кВ, 1,5 мм, 0,007 мкГ).
или Uo. Более детальная картина изменения т показана
на рис. 5-16, 5-21 и 5-22. Рисунок 5-21 показывает, что в
весьма широкой области изменения параметров т про-
порциональна У С, аналогично зависимости х от С, вы-
явленной для трубчатых ламп в области т S Ь мкс
(§ 5-2).
Существенное влияние на т оказывает напряжение
питания и род газа, а остальные факторы сказываются
более слабо. К последним относятся: диаметр баллона
(заключение разряда в капилляр d=\ мм при прочих
равных условиях изменяет т не более чем на 30%), дав-
ление газа (увеличение ро в 5 раз повышает т не- более
чем вдвое), индуктив-
мкс с
5 -
г -
1 -
0,5 -
о, г -
ность разрядного конту-
ра (т примерно пропор-
циональна £1/6), рассто-
яние между электродами
(увеличение I в 3 раза
уменьшает т примерно
вдвое). Включение в раз-
рядный контур неболь-
шого балластного сопро-
тивления сокращает т
приблизительно в 2 раза
[Л. 1-68].
Как видно из рис.
5-22, т пропорциональна
Uo. Важно отметить, что
Рис. 5-22. Зависимость длительно-
сти вспышки от напряжения пита-
ния. /=5 мм; р0 = 0,3 МПа; 7?б =
= 0, диаметр баллона 26 мм.
Сплошные линии — Д=0,2 мкГ; пунк-
тир— Д=0,01 мкГ; / — Хе; 2 — Кг; 3 —
Аг; емкости конденсатора, мкФ, указа-
ны на графиках [Л.5-25].
характер зависимости т
от Uо для коротких неог-
раниченных разрядов
противоположен наблю-
дающемуся при продол-
жительных разрядах в
трубчатых лампах, для ко-
торых т заметно убывает
с ростом Uo (§ 5-2).
Зависимость т от рода газа представлена на рис. 5-16.
Из него следует, что т при прочих равных условиях при-
близительно пропорциональна атомной массе газа. До-
бавка к тяжелому инертному газу примесей молекуляр-
ных газов (азота и водорода) сокращает длительность
вспышки приблизительно пропорционально отношению
содержаний легкого и тяжелого газов. Общая картина
зависимости длительности вспышки от параметров поз-
воляет наметить нижнюю границу достижимых длитель-
ностей вспышек при использовании практически реаль-
ных (с точки зрения электрической прочности, световой
Таблица 5-6
Данные о скорости нарастания силы света
№ по списку литера- туры Газ Ро, МПа 1, мм Диаметр баллона, мм С, мкФ « и S’ L, мкГ (d//df)MaKC, Ткд/с Дт, мкс R \dt /макс км/с
истин- ная без испра- вления истин- ная без исп- равления
[Л.5-34] Воздух 0,1 4 о,1 7 0,06 0,33
Аг 0,1 8 .—_ 0,1 7 0,06 •—- — — 0,24 .—
Аг 0,1 8 1 0,1 7 0,06 — — — 0,27 •—
Хе 0,3 5,3 26 0,5 4,5 0,2 1,1 2,1 1 0,7 1
Хе 0,3 5,3 26 0,4 5 0,08 1,35 — 0,75 — .—.
Кг 0,3 5 26 0,5 4,5 0,2 1 — 0,8 —- —
Кг 0,3 5 26 0,4 5 0,08 1,37 — 0,63 —- —
Аг 0,3 5,3 26 0,5 4,5 0,2 1,37 3,3 0,46 0,4 1,3
Аг 0,3 5,3 26 0,4 ' 5 0,08 2,15 —. 0,35 —
[Л. 5-25] Аг Хе] 0,32 0,09 5 5,3 26 26 0,5 0,5 4,5 4,5 0,02 0,2 1,5 4,3 0,55 0,4 1,8 1,5
Хе 0,09 5,3 26 0,4 5 0,08 4,5 — 0,25 —- —
Хе * 0,09 7,5 26 0,2 5 0,2 — 5,6 — 0,23 —
Хе 0,09 7,5 26 0,2 7 0,2 — 6,7 — 0,3 —.
Хе 0,09 7,5 26 0,4 5 0,2 — 5,7 —- 0,35 —
[Л. 5-25] Хе 0,09 5 26 . 0,5 0,02 —. —_ 2,5
Аг) 0,1 7,5 26 0,2 5 0,2 — 4,5 — 0,15
Аг1 * 0,1 7,5 26 0,2 7 0,2 — 4,7 — 0,22 .—
Аг1 0,1 7,5 26 0,4 5 0,2 — 4,7 —- 0.23 —
Аг) 0,1 5 26 0,5 — 0,02 — — — — 3
+40% азота.
отдачи и т. д.) газов и параметров питания. Ута граница
показана штрих-пунктиром на рис. 5-21 и может быть
выражена простой зависимостью т= |/"С\ где т— в мик-
росекундах, а С — микрофарадах.
Зависимости скорости нарастания силы света dl/dt от парамет-
ров заряда изучены наименее полно. Имеющиеся данные, краткая
сводка которых приведена в табл. 5-6, позволяют представить в об-
щих чертах качественную картину зависимостей dljdt от основных
характеристик разряда. Значения максимальной крутизны фронта
(с!//с?/)макс и времени нарастания силы света Дт были определены
также для импульсов энергетической силы света, регистрировавших-
ся приемником с сурьмяно-цезиевым фотокатодом (без исправляю-
щих поглотителей). В последнем столбце таблицы приведены соот-
ветствующие скорости увеличения радиуса канала, полученные с по-
мощью растровой киносъемочной камеры РКС-1. Эти данные под-
тверждают, что скорость нарастания силы света связана со скоро-
стью расширения канала, dl/dt сильно зависит от индуктивности
разрядного контура, возрастая при уменьшении L с 0,2 до 0,08 мкГ
в некоторых случаях (аргон, смесь ксенона с азотом) в 1,5—2,5 ра-
за. Заметное влияние на dljdt оказывает напряжение на конденсато-
ре. Очень сильно на нее влияет род газа. Для чистых инертных газов
она возрастает с уменьшением атомной массы. Однако еще более
крутой фронт нарастания силы света получается у смесей инертных
газов с азотом. Другие факторы, по-видимому, влияют на скорость
нарастания силы света значительно меньше.
5-5. Пространственное распределение
и поляризация излучения импульсных ламп
Пространственное распределение излучения импульсных ламп в
основном предопределяется формой и распределением яркости све-
тящего объема плазмы. Некоторые изменения в пространственное
распределение излучения объема плазмы вносят отражения и пре-
ломления на поверхностях колбы лампы. За поляризацию излучения
импульсных ламп ответственны отражения на поверхностях колбы,
так как излучение плазмы не обладает поляризацией.
Распределение яркости плазмы в импульсных лампах непрерыв-
но меняется в течение разряда. Поэтому, строго говоря, непрерывно
меняется и пространственное распределение излучения. Эти, измене-
ния, однако, настолько невелики, что для практических целей можно
рассматривать пространственное распределение интегральных фото-
метрических параметров: световой энергии или энергии излучения в
различных спектральных интервалах. Графические зависимости в по-
лярных координатах освечивания J/» (t)dt или энергетического осве-
чивания \le(t)dt от направления называются их фотометрическими
телами [Л. 5-4]. Сечения фотометрических тел плоскостями, прохо-
дящими через начало полярных координат, называются индикатри-
сами освечивания 0 или энергетического освечивания 0е, чаще всего
проходящими через ось симметрии лампы.
Полезной для практических целей величиной, связанной с про-
странственным распределением излучения, является эквивалентный
телесный угол Пэ — отношение световой энергии Q (энергии излуче-
а б л и ц а
Эквивалентные телесные углы Рэ при различной
оптической плотности xd столба плазмы
zd %, ср
По формуле (5-2) С учетом т(а)
0 12,56 И,7
ОД 12,3 11,5
0,2 12,0 н,з
0,3 И,7 Н,2
0,4 Н,5 П,1
0,5 11,3 11,0
0,6 Н,2 10,9
0,7 Н,1 10,8
0,8 н,о 10,7
1,0 10,9 10,6
1.2 10,7 10,4
1,4 10,6 10,3
1,6 10,5 10,2
2,0 10,4 10,1
2,5 10,3 10,0
3,0 10,2 9,9
3,5 Ю,1 9,8
4,0 9,9 9,7
оо 9,86 9,6
ния Qe) к освечиванию 0 (энергетическому освечиванию 0е) в при-
нятом за основное направлении излучения. Для прямых трубчатых
импульсных ламп — это направление нормали к оси лампы. Угловой
аргумент а индикатрис 0(a) и 0е(а) обычно отсчитывается от оси
трубки. Для сравнения индикатрис удобно значение освечивания по
основному направлению принимать равным единице, т. е. изображать
зависимость 0(а)/0(л/2).
Расчет индикатрис силы света /(а)//(л/2) цилиндрического одно-
родного
венного
столба плазмы диаметра d с показателем поглощения собст-
излучения х, выполненный Гершуном [Л. 3-80], дает:
1(a) f(xd/sina)
------ = sin a ---—-----
I (л/2) F (nd)
Л/2
F (x) = 1 — J exp (— x cos ₽) cos ₽ = -y- [Ij (x) — Lx (x)]
о
где
(5-2)
(Ii и Li — соответственно функции Бесселя и Струве первого поряд-
ка мнимого аргумента). Расчетная индикатриса прямой трубчатой
газоразрядной лампы (без учета экранировки электродами и цоколя-
ми) получается путем умножения функции (5-2) на коэффициент
пропускания колбы т(а) [Л. 3-81], который вычислен (рис. 5-23)
Для прозрачной круговой цилиндрической колбы при условии, что от-
раженное от нее излучение полностью поглощается столбом плазмы.
Это условие хорошо выполняется для импульсных ламп, характери-
Рис. 5-23. Относительные
коэффициенты пропускания
цилиндрической колбы
(сплошная линия) и плоской
пластины (пунктир) под
различными углами.
зуемых достаточно большой
оптической плотностью zd/sin а
(особенно для малых углов а).
Как видно из рисунка, коэф-
фициент пропускания цилинд-
рической колбы с уменьшением
угла а уменьшается несколько
быстрее, чем коэффициент про-
пускания плоской пластины.
Индикатрисы, рассчитанные
для разных xd с учетом т(а)
(рис. 5-24), существенно отли-
чаются от приведенных в
[Л.3-80] индикатрис плазмен-
ного столба без оболочки и
меньше различаются между со-
бой. В связи с этим крайние
значения вместо 4л и л2
становятся равными 11,7 и 9,6 ср
(табл. 5-7).
Экспериментально прост-
ранственное распределение из-
лучения прямых трубчатых им-
:. 5-24. Теоретические индикаторы излучения прямых трубчатых
in с учетом (сплошная линия) и без учета (пунктир) коэффици-
а пропускания колбы т(а); цифры у кривых указывают значение
произведения zd.
о
Рис. 5-25. Максимально различающиеся по форме
индикатрисы освечивания исследованных в номи-
нальных режимах ламп ИФП 800, ИФП 1200,
ИФП 2000, ИФП 5000, ИФП 8000, ИФП 20000
и ИСП 1000.
/ — ИФП 1200, /£>=1100 В, С=200 мкФ. £ = 10 мкГ, т=
=350 мкс; 2 —ИФП 2000; По=1500 В, С=1800 мкФ, £ =
=50 мкГ, т=840 мкс; пунктиром нанесены расчетные ин-
дикатрисы.
Рис. 5-26. Экспериментальные индикатрисы энер
готического освечивания лампы ИФП 1200 (£70=
= 1450 В, С=590 мкФ, £,= 100 мкГ, т=470 мкс)
в спектральных интервалах 400—700 им (X),
700—2700 нм (•) и 180—4500 нм (О)]. Сплош-
ные линии—расчетные индикатрисы.
0 0,2 0^ 0,6 0,8 1,0 кг
Мвт/см$
Рис. 5-28. Эквивалентные те-
лесные углы Йв, рассчитанные
для видимой области излучения
ламп с dt—7 мм (линия) и
11 мм (пунктир) и эксперимен-
тальные для ламп ИФП 1200,
ИФП 800 (•—видимая об-
ласть; + — ИК; X — 180—
4500 нм), для ламп ИФП 2000
(О — видимая область; □ —
ИК; А—180—4500 нм).
Рис. 5-27. Индикатрисы энергетического освечивания лампы ИФП 1200
в спектральном интервале 180—4500 нм при различных UB, С и L.
7--1,1 кВ, 220 мкФ, 100 мкГ (Т“260 мкс); 2 —1,5 кВ, 1000 мкФ, 30 мкГ
(430 мкс); 3 — 1,3 кВ, 1000 мкФ, 16 МкГ (380 мкс); 4— 1,45 кВ., 590 мкФ. 100 мкГ
(470 мкс); 5—1,8 &В, 300 мкФ, 16 мкГ (160 мкс); б — 2,4 кВ, 300 мкФ, 30 мкГ
(190 мкс)..
пульсных ламп исследовалось в (, - б— - / . Полученные
данные представлены в обобщенном виде на рис. 5-25—5-28. Хоро-
шее совпадение расчетных и экспериментальных графиков сви-
детельствует о незначительной ро'.пи экранировки излучения
электродами и цоколями (не учитывавшейся расчетом). Эквива-
лентные телесные углы, вычисленные по индикатрисам освечивания
(спектральный интервал 400—700 нм), лежат в пределах 10,4—
11,6 ср. Форма всех полученных индикатрис энергетического освечи-
вания в различных спектральных интервалах варьируется в получен-
ных расчетом узких пределах (внутренняя и внешняя кривые рис.
5-26) в соответствии с изменениями показателя поглощения плазмы:
индикатриса для ИК-области, где х выше, проходит внутри индикат-
рисы для видимой области, где плазма поглощает слабее. Этим обус-
ловлено некоторое изменение относительного распределения энергии
излучения по спектральным интервалам при изменении угла между
направлением наблюдения и осью лампы.
Пользуясь табл. 5-7 и данными о показателе поглощения, и про-
водимости плазмы, приведенными в гл. 3, можно для конкретных
значений d рассчитать fia в зависимости от выделяющейся в разря-
де удельной электрической мощности Р (рис. 5-28). Теоретически
предсказываемая тенденция уменьшения £2Э с увеличением показате-
ля поглощения и удельной мощности, как видно, подтверждается.
При переходе от видимой к инфракрасной областям спектра Пэ убы-
вает.
Согласно литературным данным для ламп ИФК Па =10,1-5-
12,1 ср и для ламп ИСШ—10,2—10,8 ср [Л. 5-36]. Для прибли-
женных расчетов можно рекомендовать Пэ=11 ср.
Результаты расчета и измерения степени поляризации излучения
за счет отражения на поверхностях колбы приведены на рис. 5-29.
Для сравнения на рисунке приве-
дена угловая зависимость степени
поляризации излучения, проходя-
щего через плоскую пластину.
В отличие от пластины плоскость
поляризации излучения цилиндри-
ческой трубкой в зависимости от
угла а имеет два взаимно перпен-
дикулярных положения. В направ-
лении нормали к оси лампы плос-
кость поляризации перпендикуляр-
на оси (поляризация определяет-
ся только цилиндричностью кол-
бы). При уменьшении а все более
значительный вклад в поляриза-
цию дает наклонное падение лу-
чей, проходящих вблизи осевой
плоскости. При некотором проме-
жуточном значении угла а вслед-
ствие противоположного дейст-
вия этих факторов степень поля-
ризации обращается в нуль. Сте-
пень поляризации излучения в
направлении нормали к оси лампы
Р(л,/2) и угол «о, при котором по-
ляризация обращается в нуль, за-
висит от распределения яркости
столба разряда по радиусу. Чем
быстрее яркость убывает при
удалении от оси лампы, тем мень-
ше значения Р(л/2) и а0. Экспе-
риментальные зависимости степе-
ни поляризации излучения от уг-
ла а в пределах точности изме-
исследованных импульсных ламп
(рис. 5-29) и слабо изменяются в зависимости от режима работы
лампы (рис. 5-30). Расчетные и экспериментальные зависимости сте-
пени поляризации излучения от угла а качественно совпадают. Ко-
личественные расхождения можно объяснить неучтенными в расчете
конечной толщиной стенки, неоднородностью столба разряда и мно-
гократными отражениями излучения периферийных частей разряда.
5-6. Спектральные характеристики и к. п. д.
трубчатых импульсных ламп
Разрядам в трубчатых импульсных лампах свойст-
венны температуры плазмы 8000—12 000 К и более, при'
которых оптически плотный излучатель характеризуется
Рис. 5-30. Степень поляри-
зацг ’’ излучения Р(а) лампы
ИФП 1200.
X — 74,-1500 В. С—975 мкФ, £=
= 30 мкГ, т=580 мкс; Д — С70=
= 110 В, С=200 мкФ, £ = 10 мкГ,
т=350 мкс; О — По=1450 В, С=
=600 мкФ, £ = 100 мкГ, т=
= 570 мкс [Л.3-81 ].
одинаковы для всех
спектральными распределениями к. п.д. излучения чер-
ного тела (рис. 5-31). Прежде чем попасть на приемник,
излучение плазмы проходит через ряд сред, которые иг-
рают роль оптических фильтров. Из рис. 5-32 видно, что
область прозрачности кварцевых колб импульсных ламп
может простираться от 155 до 4500 нм, а электровакуум-
ных стекол от 290 до 3000 нм. Таким образом, спектраль-
Рис. 5-31. Спектральные распределения к. п.д. (в единичном телес-
ном угле) черного цилиндрического излучателя при различных тем-
пературах Т (значения к. п. д. получены путем деления вычисляемой
по формуле Планка спектральной плотности энергетической яркости
черного тела на лоТ’4, где о — постоянная Стефана — Больцмана);
пунктиром показана огибающая кривая максимально возможных
спектральных к. п. д. черного излучателя.
ные характеристики и интегральные по спектру к. п. д.
кварцевых и стеклянных импульсных ламп могут суще-
ственно различаться при одинаковых параметрах раз-
ряда.
Качественно картина интегральных за импульс спект-
ров излучения характеризуется наложением линий и
сплошного фона. Линейчатый спектр включает в себя ли-
нии неионизированных (дуговые линии) и линии одно-
кратно и многократно ионизированных атомов. Наблю-
даются и такие линии, которые не возоуждаются в менее
интенсивных разрядах в тех же газах, в том числе соот-
ветствующие так называемым запрещенным переходам.
Сплошной фон объясняется значительным уширением
некоторых линий из-за взаимодействия атомов, а также
Рис. 5-32. Спектральные коэффициенты пропускания.
1 — кварцевое стекло из синтетического сырья, плавленое в присутствии водо-
рода и кислорода (провал около 2700 им связан с поглощенной водой и мо-
жет быть устранен при плавке в инертной среде; кривые спектрального коэф-
фициента пропускания кварцевого стекла из природного сырья в коротковол-
новой области проходят ниже приведенной иа рисунке кривой), толщина
2.5 мм; 2 — воздух, 10 мм; 3 — воздух, 2200 мм; 4 — дистиллированная вода,
10 мм в кварцевой кювете; 5 — дистиллнроваииая вода, 1 мм в кварцевой кю-
вете; 6, 7, 8 — электровакуумные стекла С-40 (ЗС-11), С-52 (ЗС-5), С-88 (БД-1),
1 мм.
рекомбинацией и свободно-свободными • переходами,
включая и так называемый псевдоконтинуум, образуе-
мый слиянием уширенных термов вблизи границы иони-
зации. Соотношение между интенсивностями линий и
фона зависит от удельной мощности в разряде, рода и
давления газа — интенсивность фона усиливается при
увеличении мощности, атомного номера газа и давления.
Основной характеристикой, необходимой для энерге-
тических расчетов различных спектрально селективных
светооптических систем, является спектральное распре-
деление интегрального во времени излучения ламп, наи-
более удобным образом отражаемое спектральным рас-
Рис. 5-33. Спектральное распределение к. п. д. в единичном телесном
угле для лампы ИФП 800 [Л. 5-45] (Хе, р0=6,6 кПа, С=0,94 мкФ,
£=0,2 мкГ, £70=Ю кВ, т^З мкс, Р—5 МВт/см3).
пределением к. п. д. в единичном телесном угле Коли-
чественные исследования спектров импульсных ламп бы-
ли начаты еще в 40-х годах [Л. 2-1]. В последние годы
было описано много экспериментальных исследований
этого распределения для новых импульсных ламп (в ча-
стности, выпускаемых серийно трубчатых импульсных
ламп с прямой кварцевой колбой), работающих, как
правило, при высоких пиковых удельных электрических
мощностях разряда [Л. 5-15, 5-38—5-46а и др.].
Обобщенные результаты исследований для трубча-
тых ксеноновых ламп представлены в табл. 5-8 и 5-9 и на
рис. 5-33—5-37, в которых приняты упоминавшиеся вы-
1 Как показано в [Л.5-38], относительные спектральные распре-
деления энергетического освечивания и пиковой энергетической силы
света достаточно близки между собой ввиду того, что основная до-
ля излучения приходится на интервал времени, в котором мощность
разряда мало, отличается от пикового значения.
Таблица 5-8
Параметры и режимы питания импульсных ламп, при которых получены спектральные распределения
Тип лампы, литературный источник № режи- ма dp см 1, см ро- МПа 1/0, в С, мкФ L, мкГ т, мкс W, Дж
ИФК 1500 [Л. 5-40] 1 0,4 30,4 0,04 3 200 300 40 500 1500
2 0,4 30,4 0,04 2 600 600 40 1000 2000
FX-79 [Л. 5-41] — 0,4 15,2 0,026 — — — 1900 360
ИФК 120 1 0,5 7 0,013 300 2500 — 1000 113
То же из увиолевого стекла [Л. 5-42] 2 0,5 7 0,013 125 5800 — 2300 42
ИСП 1000 [Л. 5-43, 5-44] 1 0,5 4,5 0,065 1250 300 30 200 230
2 0,5 4,5 0,065 900 300 1 84 120
3 0,5 4,5 0,065 1900 50 1 32 90
4 0,5 4,5 0,065 1000 375 10 250 188
5 0,5 4,5 0,065 800 50 0 80 16
ИФП 800 [Л. 5-43] 1 0,7 8 0,065 1600 600 150 720 770
[Л. 5-45] 2 0,7 8 0,006 10 000 0,94 0,2 3 47
ИФП 1000 [Л. 5-43] 1 0,7 8 0,065 900 2500 0 750 1020
ИФП 1200 [Л. 5-43, 5-44] 1 0,7 12 0,04 1500 1000 ’ 30 580 1100
2 0,7 12 0,04 1100 200 100 350 120
3 0,7 12 0,04 1100 200 1000 1000 120
4 0,7 12 0,04 1450 600 100 570 630
5 0,7 "12 0,04 2400 300 30 230 860
ИСПТ 6000 [Л. 5-40]
ИП 1000 [Л. 5-46]
ИФП 2000 [Л. 5-43]
ИФП 5000 [Л. 5-43, 5-44]
ИФК 15000 [Л. 5-40]
FX-47A [Л. 5-41]
FX-47A [Л 5 41]
ИФП 5000 [Л. 5-43, 5-44]
ИФП 20000 [Л. 5-43]
Экспериментальные [Л. 3-87]
ДКсТБ 2000 [Л. 5-47]
0,7 0,7 0,7 12 12 12 0,04 0,04 0,04 1300 1800 3500 1000 300 50 1 1 1 300 100 36 840 490 310
0,7 12 — 1450 600 100 570 630
0,8 8 0,06 500 1400 — 650 175
1,1 13 0,04 1500 1800 45 840 2030
1,1 25 0,04 2250 2000 0 620 5060
1,1 25 0,04 2200 1200 10 360 2900
1,1 25 0,04 3000 600 1 170 2700
1,1 79,5 0,04 5000 973 150 1000 12 000
1,3 16,5 0,04 — — — 750 1000
1,3 16,5 0,04 — — — 750 5000
1,6 25 0,04 2600 1200 10 300 ‘4000
1,6 25 0,04 2600 1800 60 800 6760
,1,6 25 0,04 2600 2380 150 1320 8030
1,6 58 0,04 4650 1200 70 900 12 960
1,6 58 0,04 4650 1800 140 1400 19 460
1,8' 58 0,04 5000 1115 30 1350 13 900
1,8 58 0,04 4300 2285 80 1300 21 100
2,6 58 0,04 4600 2285 50 1200 2420
2,6 58 0,04 4900 1408 30 950 17 750
3,5 58 0,04 4200 3500 50 620 30 800
3,5 58 0,04 4000 2450 80 540 19 600
1,8 17 0,028 220 — — 4000 20
Таблица 5-9
Спектральные к. п. д. ламп в интервалах длин волн, нм (в единичном телесном угле)
Тип лампы № режима Р, МВт/см3 Ч-V103’ ср-1
180—400 220—400 250—400 400—700 700—1100 220—1100 250—1100
ИФК 1500 1 0,79 .— 9,3 9,1 15,2 5,4 29,9 —
2 0,52 — 8,9 8,8 15,7 5,5 30,1 •—
FX-79 — 0,10 — — — 20,2 25,0 — —
ИФК 120 1 0,08 — 3 — 18 — — •—
2 0,013 — — •— 13 — — —
ИСП 1000 1 »,з 14,5 12,1 — 13,9 4,0 30,0 —
2 1,6 25,9 20,5 —— 14,6 5,7 40,8 —
3 3,2 15,0 13,3 — 9,8 7,2 30,3 —
4 0,85 — 9,8 9,0 13,5 8,4 31,7 —
5 0,23 —• 8,3. 7,5 14,5 18,8 41,6 •—
ИФП 800 1 0,35 — 13,8 13,3 27,5 12,3 53,6 —
2 5,1 45,4 35,2 15,5 6,3 4,0 45,5 25,8
ИФП 1000 — 0,45 —. 10,4 10,0 19,4 11,9 41,7 —
ИФП 1200 1 0,41 — 15,8 14,9 22,4 10,8 49,0 -—
2 0,07 —• 7,8 7,5 16,5 17,1 41,4 —
3 0,03 —. 5,8 5,5 13,1 13,1 32,0 -—
4 0,24 —. 12,8 12,2 20,1 10,4 43,3 —
5 0,81 32,0 27,4 — 21,5 6,4 55,3 •—
6 0,61 15,0 13,5 — 16,8 7,1 37,4 -—.
7 1,1 26,0 25,2 ,—. 9,0 9,0 53,8 •—-
* с. 8 1,9 14,0 13,0 — 10,7 3,3 27,0 —
ИСПТ 6000 — 0,24 — 9,2
ИП 1000 — 0,07 — —
ИФП 2000 — 0,20 — 11,4
ИФП 5000 1 0,34 — 14,2
2 0,34 16,1 14,8
3 0,67 26,2 22,6
ИФК 15000 — 0,16 — 9,3
FX-47A — 0,06 — —
FX-47A — 0,30 — —
ИФП 8000 1 0,27 24,8 19,6
2 0,17 — 15,1
3 0,12 — 12,2
ИФП 20000 1 0,12 — 14,1
2 0,12 — 13,7
Экспериментальные 1 0,07 — .—
2 0,11 —
1 0,07 — —
2 0,06 — —
1 0,09 — .—
2 0,07 — •—
ДКсТБ — 1Ы0-6 — 1,0
Примечание. В дале[ сих инфракрасных интервалах (1100—1800 и
полной энергии излучения [Л. 5-371.
8,8 18,2 9,3 36,7 —
— 15,4 18,9 — —
11,0 22,3 8,1 41,8 —
13,5 21,0 8,2 43,4 —
.— 18,1 8,1 41,0 —
— 23,6 10,5 56,7 —
9,2 18,6 10,4 38,3 —
— 27,9 22,0 — —
— 35,2 17,6 — —
23,2 8,4 51,2 —
15,0 24,2 10,6 49,9 -я-
12,1 24,3 17,3 53,8 —
13,6 26,7 13,4 54,2 —
13,4 27,8 17,2 58,7 —
Н.2 22,5 11,5 .— 45,8
9,6 22,6 10,6 -—- 42,8
8,4 21,3 9,8 —— 39,5
10,3 21,8 10,5 — 42,6
6,8 16,7 8,3 ,— 31,8
3,9 15,4 13,4 — 32,7
0,9 8,3 37,9 47,2 —
1800—4Б00 им) импульсные лампы излучают по 3—5%
Рис. 5-34. Спектральные распределения к. п. д. в единичном телесном
угле лампы ИФП 1200 [Л. 5-44].
Рис. 5-35. Спектральные распределения к. п. д. в единичном телес-
ном угле для лампы ИФП 5000 (линия) [Л. 5-43] и эксперименталь-
ной лампы (пунктир) [Л. 3-87].
Рис. 5-36. Спектральные распределения к. п. д. в единичном телес-
ном угле для ламп ИФП 1200 (линия) [Л. 5-43] и ДКсТБ 2000
(пунктир) [Л. 5-47].
Рис. 5-37. Зависимости к. и. д. в указанных на рисунке спектральных
интервалах (в единичном телесном угле) от средней удельной мощ-
ности (0,7 CM^rf-;^l,8 см).
ше обозначения. Под т]х_Аа подразумевается к. п.д. лам-
пы в интервале длин волн —Х2 в единичном телесном
угле (в направлении нормали к оси лампы с прямой кол-
бой), а под P—2CU2lnld2%— средняя по времени т
удельная электрическая мощность, принятая на основе
изложенных в гл. 3 представлений о физической карти-
не разряда за параметр, приближенно задающий темпе-
ратуру и излучение ксеноновой плазмы в любой лампе
(считается, что потери в разрядном контуре не превыша-
ют 10% и могут не учитываться).
Как видно из этих таблиц и рисунков, при изменении
Р и di в широких интервалах кривые тц трансформиру-
ются сравнительно медленно. С уменьшением Р значе-
ния г]х в интервале длин волн 300—500 нм уменьшают-
ся, а в интервале 800—1000 нм возрастают. Эта законо-
мерность проявляется особенно явно, если в ряду им-
пульсных разрядов с постепенно убывающими значения-
ми Р рассмотреть ход т] к для стационарного разряда пе-
ременного тока в дуговых ксеноновых лампах при Рж
~100 Вт/см3 (рис. 5-36). Вместе с тем обращает на себя
внимание, что при изменении Р почти на 4 порядка зна-
чения г]х в интервале 650—800 нм практически не меня-
ются и равны около 3-10-s ср-1-нм-1.
Следует отметить, что из-за сложного изменения во
времени различных факторов (заполнение плазмой раз-
рядной трубки, потери энергии на стенках и в разряд-
ном контуре, испарение материала и обратимая непро-
зрачность кварцевой колбы [Л. З-ЗЗа, 5-11, 5-48—5-52],
см. также гл. 6) спектральные распределения к. п.д. в
режимах с т-<0,3 мс более существенно отличаются друг
от друга. При этом к. п. д., интегральный по спектру, мо-
жет быть существенно ниже, чем при т>0,3 мс (рис.
5-34)*. При жестких режимах питания (см. рис. 5-33 и
5-34) в области 185—300 нм наблюдается линейчатое
излучение (особенно около 220 нм), источником которо-
го являются ионы ксенона и пары кремния, возникаю-
щие при испарении кварца. Из сравнения кривых рис. 5-33
и 5-34 с кривыми рис. 5-35 и 5-36 видно, что в жестких
* Помимо влияния названных факторов при сопоставлении гра-
фиков на рис. 5-33—5-37 следует учитывать влияние расстояния меж-
ду электродами и плотности газа (из-за потерь около электродов и
в заэлектродных объемах), которым можно, например, объяснить за-
ниженные значения к. п. д. на рис.-5-34.
режимах кратковременных разрядов к. п.д. импульсных
ламп в ультрафиолетовой области значительно возрас-
тает и максимум кривой т]? сдвигается в коротковолно-
вую ультрафиолетовую область (220—300 нм при Рж
«0,5 МВт/см3 и 170—250нмприР>1 МВт/см3) [Л.5-45].
Ксенон имеет рекомбинационный континуум излуче-
ния от 147 до 220 нм [Л. 5-53], поэтому коротковол-
новый спектр излучения ксеноновых импульсных ламп
ограничивается пропусканием сред, находящихся меж-
ду плазмой разряда и приемником излучения. В зависи-
мости от сорта кварца, из которого изготовлена колба
лампы, окружающей среды и расстояния от лампы до
приемника излучения коротковолновая граница спектра
излучения может сдвигаться в интервале 150—220 нм
(тонкие слои воздуха и воды поглощают излучение лам-
пы с длиной волны короче 185 нм). Однако при опреде-
ленной т увеличение Р выше некоторого значения при-
водит к снижению ультрафиолетового к. п. д. Например,
при т=3 мкс и росте Р с 5 до 20 МВт/см3 к. п. д. в интер-
вале длин волн 165—185 нм снижается в несколько (до
10) раз [Л. 5-45]; в случае более продолжительных
вспышек снижение к. п. д. начинается уже при значитель-
но- меньших Р. Это объясняется нагревом внутренней по-
верхности кварцевой колбы до температуры, при кото-
рой возникает быстро прогрессирующая от коротких к
более длинным волнам обратимая непрозрачность квар-
ца [Л. З-ЗЗа, 5-11, 5-48—5-52].
Спектры импульсных ламп практически не меняются
при изменении частоты следования разрядов, если в про-
межутки между последними наполнение лампы приходит
в состояние, близкое к первоначальному. Однако при
исследовании вспышек малой энергии с большой часто-
той может происходить загрязнение инертного газа па-
рами материала электродов и стенок, вследствие чего
наблюдается (по сравнению с рассмотренными выше
разрядами высоких энергий) гораздо большее число ин-
тенсивных линий над сплошным фоном [Л. 5-54]. Лампы
с кварцевой и стеклянной колбой имеют аналогичные
спектральные распределения, но коротковолновая гра-
ница излучения последних находится в области длин
волн вблизи 300 нм в соответствии со спектральными
коэффициентами пропускания стекол.
Пример спектрального распределения для стробоско-
пической капиллярной лампы приведен на рис. 5-38.
В инфракрасной области (^>1000 нм) спектральная
плотность излучения постепенно уменьшается и достига-
ет нуля на длинноволновых границах спектрального ко-
эффициента пропускания колб (если не считать собст-
венного теплового излучения последних). Несмотря на
значительные различия конструкции и режимов питания
ламп с малыми энергиями разряда, относительное спект-
ральное распределение их энергетического освечивания
Рис. 5-38. Спектральное распределение средней по времени энерге-
тической силы света кварцевой лампы ИСК 20-1 [Л. 5-54].
d • =2 мм, 1=22 мм, ро=О,О6 МПа, С=2 мкФ, 14=300 В, Т = 8 мкс, Р^
«0,2 МВт/см2, f=100 Гц,
мало различается. Световая отдача и к. п. д. этих ламп
в видимой и ближней инфракрасной областях спектра
(400—1100 нм) при этом в большинстве случаев
(см. табл. 5-10) составляют 5—10 лм-с/Дж и 5—10%,
т. е. в несколько раз ниже, чем у импульсных ламп при
больших энергиях и длительностях разрядов.
Как указывалось выше, ориентировочное значение пи-
ковой спектральной плотности энергетической силы све-
та /Хп , Вт/ср-нм, можно получить путем деления спект-
ральной плотности энергетического освечивания ©л ,
Дж/ср-нм, на длительность вспышки. Однако для более
точного расчета необходимо учитывать существующую
на самом деле слабую зависимость длительности импуль-
сов энергетической силы света от длины волны [Л. 5-38,
5-46, 5-55—5-57]. Из характерных зависимостей т от К,
показанных на рис. 5-39, видно, что длительность возра-
стает на 20—50% с увеличением длины волны от 250
Параметры капиллярных разрядов и к. п. д. в спектральных интервалах^—Х2 Таблица 5-10 нм
Тип лампы, источник d, см Рв, МПа и„. с, мкФ W. т, р.
кВ Дж мкс МВт/см3 230—400 400—700 700—1000
ИФК 120 из увиолевого стекла [Л. 5-42] 0,5 7 Хе 0,013 1,6 8 10 — — 15 11 32
Экспериментальные [Л. 5-54] 0,17 0,2 8,5 5 | Хе 0,25 2,8 0,25 1 6,6 0,8 1,0 — 6,9 2,6
ИСК 20-1 [Л .5-54] 0,2 2,2 Хе 0,06 о,з 2 0,09 8 0,16 3,3 4,1 2,8
ИСП 5 [Л. 5-54] 0,05 1 Хе 0,066 | 1 1 0,1 2 0,05 1' 1,8 6 14 85 — 3,2 6,1 1,9 2,2
ИСП 70 [Л. 5-54] 0,05 7 Хе 0,04 | 1,25 1 0,25 2 0,2 1 20 90 0,7 0,8 3,5 3,5 5,6
ИСП 70 [Л. 5-42] 0,05 7 Хе Кг Аг 0,08 0,08 0,08 1,2 1,2 1,2 0,25 0,25 0,25 0,18 0,18 0,18 25 0,5 — 7,2 4,2 1,2 15,5 2 2,6
Рис. 5-39. Зависимости длитель
ности т импульсов энергетиче-
ской силы света от длины вол-
ны % излучения ксеноновой
лампы [Л. 5-38] (di—18 мм,
/=580 мм, ро=0,04 МПа).
1 — По=4,3 кВ, С=2285 мкФ. L=
= 80 мкГ; 2—<Уо-5кВ, С=1110 мкФ,
Д=30 мкГ.
ксеноновой импульсной лампы в разные моменты времени [Л. 5-38].
dj=18 мм, /=580 мм, ₽о=О,О4 МПа, ПО=4,3 кВ, С=2285 мкФ, L=30 мкГ. Круж-.
Ками показано спектральное распределение энергетического освечивания в от-
носительных единицах.
до 750 нм. В линиях излучения ксенона (ближняя ин-
фракрасная область) длительность импульсов увеличи-
вается по сравнению с фоном до 1,5-кратной, что объяс-
няется изменением во времени температуры и спектраль-
ного показателя поглощения плазмы.
Полное изменение во времени спектров излучения
трубчатых импульсных ламп [Л. 5-38, 5-54, 5-56, 5-58—
5-61] характеризуется графиками на рис. 5-40, из кото-
рых видно, что для начала (t=0,2 мс) и конца (t=2 мс)
разряда характерно спектральное распределение с фо-
ном и многочисленными ярко выраженными линиями,
близкое к спектру импульсных разрядов при малых Р
и к спектру дуговых ксеноновых ламп с малой оптиче-
ской плотностью столба плазмы [Л. 2-6, 5-41, 5-47, 5-62].
В максимуме тока энергетический вклад линий в общий
поток излучения сильно уменьшается, а спектральное
распределение излучения приближается к излучению
черного тела вследствие существенного возрастания оп-
тической плотности столба плазмы даже в сплошном
фоне для всего спектрального интервала интенсивного
излучения 300—1000 нм.
Кривые спектрального распределения энергетическо-
го освечивания (кружки на рис. 5-40) и пиковой энер-
гетической силы света /Ап (момент f=0,8 мс). в интервале
длин волн 500—800 нм близки друг к. другу. Расхожде-
ние спектрального распределения и /?п в области
%<500 нм связано с меньшей оптической плотностью
столба плазмы и соответственно меньшей длительностью
импульса излучения, а в области интенсивных дуговых
линий (800—1000 нм)—с различной формой импульсов
излучения сплошного фона и линий вследствие резкого
возрастания в них показателя поглощения и, следова-
тельно, коэффициента черноты. Излучение линий затя-
нуто во времени и существует даже тогда, когда разряд-
ный ток и излучение фона уже прекращаются.
В большинстве случаев для наполнения импульсных
ламп применяется ксенон вследствие его превосходства
над другими инертными газами по общей эффективно-
сти излучения. Применение других инертных газов для
наполнения импульсных ламп [Л. 5-63, 5-64] может ока-
заться целесообразным при сравнительно мягких режи-
мах питания для получения повышенного к. п. д. в узких
спектральных интервалах, содержащих линии излучения.
При увеличении удельной мощности линейчатая селек-
тивность излучения уменьшается вследствие роста коэф-
фициента поглощения разряда и в конце концов ксено-
новое наполнение оказывается более эффективным даже
для этих интервалов.
У ксеноновых ламп выше, чем у криптоновых
(рис. 5-41) во всем рассматриваемом спектральном ди-
Отн.ед/(ср-нм)
W 500
ООО
700 SOO 900 1000 им
Рис. 5-41. Спектральные распределения энергетического освечива-
ния 0? криптоновых (линия) и ксеноновых (пунктир) ламп [Л. 5-65]
(di=4 мм, Z=60 мм, ро=0,08 МПа, С—290 мкФ, t/o=700 В, L —
= 13 мкГ, т=250 мкс, Р=0,4 МВт/см3). Прямоугольниками пока-
заны основные полосы поглощения ИАГ: Nd3+.
апазоне кроме узких спектральных интервалов, содержа-
щих интенсивные инфракрасные линии излучения крип-
тона. Эти линии смещены в сторону меньших длин волн
по сравнению с аналогичным пакетом линий ксенона и
лучше совпадают с намеченными на рисунке инфракрас-,
ными полосами поглощения активированного неодимом-
иттрий-алюминиевого граната. Поэтому криптоновые им-
пульсные лампы диаметром г/г=4 мм оказываются
более эффективными источниками накачки лазеров с этим,
активным материалом до удельной электрической мощ-
ности 0,6-106 Вт/см3 [Л. 5-65]. При дальнейшем увели-
чении Р селективность излучения в линиях постепенно
пропадает и ксеноновые лампы становятся по отноше-
нию к названному приемнику более эффективными.
Сравнительные данные о спектральном распределе-
нии излучения ксеноновых, криптоновых, аргоновых и
неоновых ламп [Л. 5-46, 5-66—5-69] приводят к анало-
гичным' выводам. Так, неоновая плазма оказывается
более эффективным по сравнению с ксеноновой плазмой
излучателем в спектральном интервале 610—650 нм при
Р^0,4 МВт/см3. Не приводит к существенному выигры-
шу в эффективности и применение смесей инертных га-
зов [Л. 5-69—5-70а].
Импульсные лампы с парами различных веществ по-
ка находятся в состоянии лабораторного обследования.
Например, в [Л. 5-71—5-72а] сообщается о повышенной
эффективности в интервале 240—300 нм импульсного
разряда в смеси ксенона с парами цинка и кадмия по
сравнению с разрядом в ксеноне. В [Л. 5-70, 5-73—
5-76, пат. ГДР № 167728, Японии № 46-77489] отмеча-
ется, что в силу селективности излучения в уширенных
линиях ртути импульсные лампы с ее парами оказыва-
ются эффективными источниками оптической накачки
рубиновых лазеров. В [Л. 5-77, 5-77а, пат. США
№ 3781585] получены аналогичные селективные преиму-
щества по сравнению с ксеноном импульсных разрядов
в парах цезия, натрия, таллия.
Световая отдача и суммарный по всему диапазону
излучения к. п.д. трубчатых импульсных ламп, наполня-
емых инертными газами, возрастает с увеличением атом-
ного номера газа (табл. 5-11) и максимален для ксенона
[Л. 5-66, 5-78, 5-79, 5-80]. Согласно [Л. 1-68], если т]е
для ксенона принять за 100, то при й$ = 44-14 мм, 1=
= 154-100 см, ро=0,0134-0,02 МПа, С= 10-Н1000 мкФ,
£'о=404-150 В/см т]е для криптона близок к 80, а для
аргона — к 60; при d=0,5 мм, /=7 см, ро=О,О8 МПа,
С=0,25 мкФ, Ео—170 В/см т)е равен 55 для криптона
и 16 для аргона. Характер зависимостей т]е от Pv пока-
зан на рис. 5-42. В оптимальном режиме при Pv~
~0,5 МВт/см3 общий к п. д. т]е несколько возрастает
с увеличением диаметра разрядной трубки примерно
до di=l Мм и при дальнейшем увеличении di остается
практически неизменным, достигая около 80%• При ог-
раниченной емкости питающего конденсатора зависимо-
сти г]е от di имеют максимум, сдвигающийся в область
больших di при увеличении С и снижении ро (рис. 5-43
и 5-44). По-видимому, из-за этого увеличение di до
100 мм приводит к некоторому постепенному уменьше-
нию т]емакс примерно до 50% [Л. 5-11, 5-13]. Характер
зависимости г}е от ро (рис. 5-45) такой же, как характер
зависимости от р0 световой отдачи (см. рис. 5-3).
Рис. 5-42. Зависимости энергетического к. п. д. от различных па-
раметров. '
а — полного (линия) и инфракрасного (в спектральном интервале 700—2700 нм,
пунктир) к. п. д. от удельной электрической мощности Ру [Л.5-39, 5-37];
б —полного к. п. д. т]е от удельной электрической мощности Ру (т=Ю0-ь
900 мкс) [Л.5-Н]; в — полного (линия) и инфракрасного (в спектральном
интервале 700—2700 нм, пунктир) к. п. д. от пиковой плотности тока /п для
указанных иа рисунке длительностей импульсов разрядного тока т ламп с
dj=6,5 мм [Л.5-81].
Увеличение удельнойэлектрическоймощности до
нескольких 10е Вт/см3 (плотности тока — до десятков ты-
сяч А/см2) приводит к снижению к. п.д. до 40%
(рис. 5-42,6), даже при оптимальных диаметрах (d; =
= 10-4-20 мм) разрядных трубок, что объясняется суще-
ственным увеличением доли ультрафиолетового и ваку-
Рис. 5-44. Зависимости к. п. д.
от диаметра трубки при разных
давлениях криптона. Z=50 см.
С=80 мкФ,-£0=39 В/см.
□ —Ро=0,033; А—0.021; 0 — 0.013;
X — 0,007; * — 0,003; Д—0,0013 МПа
[Л.5-82].
Рис. 5-43. Примеры зависимо-
стей энергетического к. п. д. от
диаметра разрядной трубки при
IF=38 Дж и разных С и Uf!.
1=50 см, криптон, р0=
= 0,013 МПа. 0 — 2,1 мкФ,
£о= 120 В/см; Д— 14,5 мкФ;
£о=46 В/см; О — 152 мкФ,
£0=14,1 В/см [Л. 5-82].
умного ультрафиолетового излучения столба разряда,
поглощаемого кварцевой колбой [Л. 5-11, 5-44, 5-55].
С увеличением отношения балластного приэлектрод-
ного и рабочего объемов Vs/Vp от минимального значе-
ния 0,05 до 10 к. п. д. снижается примерно на 20%
[Л. 2-34, 2-35, 5-81]. У полостных импульсных ламп
к. п. д. ниже, чем у обычных трубчатых, и не превыша-
ет 40% [Л. 5-16], что можно объяснить повышением
энергетических потерь из-за увеличения площади кон-
такта плазмы с кварцевой колбой.
У трубчатых импульсных ламп к. п. д. в инфракрас-
ной области 700—2700 нм достигает 40% в режимах,
близких к дуговым, 20% при увеличении Р до (0,5—1)Х
ХЮ6 МВт/см3 и около 10% при нескольких 10е Вт/см3.
На рис. 5-46 показано, что снижение к. п.д. (по срав-
нению с максимальным к. п. д. тумаке для данного Ео
и весьма большой С) при уменьшении С может быть
приближенно отображено единым графиком для различ-
ных ламп при условии, если в качестве абсциссы брать
величину CUynldi, которая может рассматриваться как
а — сплошные линии — =5 мм; пунктир — 2 мм, Кг; штрихпунктир — 0,5 мм.
Хе; Д — С-152 мкФ, Со=40 В/см; □ — 152 мкФ, 28 В/см; О— 152 мкФ, 20 В/см;
X—0,25 мкФ, 170 В/см; б — d^=13 мм, Кг; Д — 152 мкФ, 40 В/см; А—48 мкФ,
71 В/см; • — 152 мкФ, 20 В/см; О — 48 мкФ, 35,5 В/см [Л.5-10, 5-82].
характеристика оптической плотности столба плазмы.
Снижение к. п. д. начинается при СиупкЦтЪ Дж/см2 и
описывается приближенной эмпирической зависимостью
п/лмакс = [си20Ш{)°-72, (5-3)
где С — в микрофарадах, d{ и I — в сантиметрах, Uo —
в вольтах.
Представление о канале разряда как об однородном
по длине стобле плазмы с начальной продольной напря-
женностью электрического поля Ео, равной (Uo—UaK)/l
(где UaK—сумма приэлектродных падений напряжения,
составляющая для длинных ламп небольшую часть от
Uо), заставляет ожидать слабой зависимости г] от длины
разрядного канала при постоянстве U0/l (рис. 5-47).
Рис. 5-46. Относительное изменение к. п. д. в зависимости от емко-
сти питающего конденсатора при различных di и I.
9 — d{=0,5 мм, 1=7 см, Хе, ро=О,08 МПа, £о-=17О В/см; + — =1,2 мм, 1=
= 0,6 см, Хе, ро=0,093 МПа, £/=330 В/см; Л—d^=5 мм, 1=7 см, Хе, ро=
=0,013 МПа, £,-50 В/см; X—d£=13 мм, 1=50 см, Кг, ро=0,013 МПа, Ео=
=80 В/см [Л 1-68, 5 78].
Рис. 5-47. Зависимость т] от
стояния между электродами
постоянстве С1 и (70//.
1 — Кг, ро=О,О13 МПа, dj =4,5 мм,
= 80 В/см (О — С/=7600 мкФ-см;
4000 мкФ-см; • — 2400 мкФ-см);
Хе, d^=0,5 мм, Ос//=170 В/см,
= 1,5 мкФ см (Д — ро=0,04 МЙа,
Ро = О,О8 МПа) [Л.2-34].
5-7. Спектральные характеристики
шаровых импульсных ламп
Различие спектральных характеристик трубчатых
и шаровых импульсных ламп обусловлено следующими
особенностями последних: отсутствием квазистационар-
ной стадии из-за непрерывного расширения столба при
выделении в нем значительной электрической мощности;
повышенной на порядок и более напряженностью элек-
трического поля (тысячи и десятки тысяч В/см), опреде-
ляюгцеи соответствующую, существенно более высокую
температуру плазмы (десятки тысяч кельвинов); корот-
кой длительностью разряда (микросекунды и менее),
сравнимой со временем послесвечения столба. Ввиду
большой оптической плотности столба неограниченного
разряда при таких температурах максимум спектраль-
ного распределения его излучения должен находиться
в области вакуумного ультрафиолета 100—200 нм- (см.
рис. 5-31). Наблюдаемое же спектральное распределение
излучения шаровых ламп отличается от него из-за погло-
щения коротковолновой части излучения столба окру-
жающими его средами (наполняющим колбу газом,
стеклом колбы). Так, поглощение квазимолекулами
в области резонансных линий соответствующих атомов
[Л. 5-83] определяет коротковолновую границу спектра
в ксеноне (без учета поглощения колбой) 160 нм, а в
аргоне— 120 нм. Стеклянные колбы шаровых ламп про-
пускают излучение начиная с 300 нм, а кварцевые—
с 160 нм (см. рис. 5-32).
Характерные для шаровых импульсных ламп спект-
ральные распределения к. п. д. излучения представле-
ны на рис. 5-48 и 5-49. В этих спектрах на сплошной фон
наложены группы спектральных линий ксенона. Крутая
граница в ультрафиолетовой области (рис. 5-48) объяс-
няется поглощением стеклянной колбой лампы. Без та-
кого поглощения наблюдается резкое возрастание спект-
рального к. п. д. при %<250 нм (рис. 5-49), обусловлен-
ное не только сплошным фоном, но и пакетом мощных
линий ионов ксенона. В инфракрасной области излуче-
ние зарегистрировано до 1700 нм.
Исследование спектров в различные моменты време-
ни (работы Богданова и Вульфсона, Мандельштама
и его сотрудников, Ванюкова, Мака и др. — см. [Л. 2-1,
2-42], а также новейшие работы [Л. 5-54, 5-58, 5-84]),
показало, что развитие отдельных элементов спектров
(дуговых линий, линий однократно и многократно иони-
зированных атомов, сплошного фона), имеющих различ-
ные энергии возбуждения, взаимно смещено во времени
в соответствии с изменяющимися в ходе разряда темпе-
ратурой и оптической плотностью канала. Так, из сопо-
ставления спектральных распределений пиковой энерге-
тической силы света /Хп и к. п. д. (рис. 5-49) видно, что
линии излучения ксенона в интервале длин волн 380—
750 нм в' спектре /^выражены по сравнению со сплош-
Рис. 5-48. Спектральное распределение к. п. д. в единичном телес-
ном угле для стеклянной лампы ИСШ 7 (ксенон, 0,22 МПа, 1=
=2,5 мм, 1000 В, 6800 пФ, т=0,35 мкс, /=2 кГц, 7Ср=4,8 кД
[Л. 5-54].
Рис. 5-49. Спектральное распределение пиковой энергетической силы
света (пунктир) и к. п. д. в единичном телесном угле (линия) для
модификации лампы ИШО-1 с окном из фтористого магния, ро
=0,22 МПа, 1=2,5 мм, £/о=800 В, 6=4 мкФ, т=3 мкс, /п —
=0,3 Мкд [Л. 5-84, 5-84а].
Рис. 5-50. Осциллограммы импульсов излучения.
а — лампа ИШО-1 (параметры — см. рис. 5-49) в линиях (четные номера кри-
вых) и фоне (нечетные номера кривых) (/ — Л,=815 нм; 2 — 823,16; 3 — 975; 4 —
881,94; 5 — 962; 6 — 916,26; 7 — 450; 8— 484,43). Цена деления оси t: 4 мкс —
сплошные кривые, 40 мкс — пунктирные [Л.5-84]; б — короткого искрового раз-
ряда в азоте, 0,013 МПа, 10'—15 кВ, 0,24 мкФ, 10 мкГ (/ — полоса молекул азо-
та; 2 — линия водорода, который присутствовал в примеси; 3 — линия од-
нократно ионизированного атома азота; 4—линия двукратно ионизированного
атома азота [Л.5-85]).
ным излучением сильнее, чем в спектре т]х. В интервале
800—1100 нм спектр т]х содержит ряд дуговых линий
ксенона, соответствующих переходам 6Р—6S возбужден-
ного атома, тогда как в спектре I Zn эти переходы прояв-
ляются в виде линий поглощения (более холодный нару-
жный слой возбужденного до уровней 6S ксенона погло-
щает сплошной спектр нагретой сильнее осевой части
столба).
В инфракрасной области график т] х лежит выше, чем
график IХп, а в синей части спектра расположение этих
кривых противоположное. Эти различия объясняются
тем, что распределению /Хп соответствует более высокая
температура плазмы, а распределению т]х-—некоторая
усредненная за вспышку меньшая температура.
Различный характер спектральных распределений I и т)^ пояс-
няется осциллограммами импульсов излучения в линиях и близлежа-
щих участках сплошного фона (рис. 5-50). Излучение в линии
823,16 нм имеет несколько максимумов во времени и значительно
большую длительность, чем импульс излучения фона при Х=815 нм.
Такая же картина наблюдается для всех линий 6Р—6S, причем у
импульса излучения линии 881,94 нм второй максимум превышает
первый.
На рис. 5-50, б показан временной ход отдельных элементов
спектра короткого импульсного разряда в азоте при пониженном
давлении, в котором сравнительно медленное развитие позволяет
проследить изменение спектра не только в ходе спада температуры
после максимума электрической мощности разряда, но и в ходе на-
растания температуры. В самом начале здесь наблюдаются молеку-
лярные полосы азота и слабые линии нейтральных атомов, позднее
достигается первый максимум спектра однократно заряженных
ионов, еще позже — двукратно заряженных ионов (максимум темпе-
ратуры), а после этого максимумы сменяются в обратном порядке*.
С увеличением потенциала возбуждения U верхнего уровня линии
время достижения максимума интенсивности уменьшается (рис.
5-51). Пользуясь тем, что при данном режиме разряда эксперименталь-
ные точки для всех линий с различными потенциалами возбуждения
ложатся на общую кривую, можно найти на нем точку с абсциссой,
равной времени достижения максимума фона. Ординату этой точки
можно принять за эффективный потенциал возбуждения ^сплошного
фона, который оказывается для различных интенсивностей разряда
лежащим между 55 и 45 В. Отсюда следует, что в образовании фона,
создаваемого главным образом тормозным излучением электронов и
рекомбинацией, заметную роль играют трех- или двукратно заряжен-
ные ионы.
1 Кривые на рис. 5-50 относятся к колебательным разрядам, чеМ
объясняется повторное нарастание интенсивностей во втором полу-
периоде разряда^
Если считать, что населенность уровней в соответствии с форму-
лой Больцмана (3-2) пропорциональна ехр (—eU!kTe) (Те — элект-
ронная температура, k-—постоянная Больцмана), то интенсивность
i-й спектральной линии с частотой V; (рассматриваются линии, не
испытывающие реабсорбции; в [Л. 5-85] критерием отсутствия реаб-
сорбции являлось постоянство на протяжении разряда относительной
интенсивности линии мультиплета) равна:
1, = — hvt А{ Noe eUi/kT\ (5-4)
‘ go
Рис. 5-51. Зависимость времени
достижения максимума интен-
сивности линий азота (точки)
от потенциала возбуждения U
их верхнего уровня (включая
потенциалы одно- или двукрат-
ной ионизации, равные соответ-
ственно 14,5 и 29,5 В). Воз-
дух, 0,1 МПа, 10—15 кВ (/ —
0,01 мкФ, 10 мкГ; 2 — 0,25 мкФ,
2,6 мкГ; 3 — 0,25 мкФ, 10 мкГ).
Абсциссы кружков соответству-
ют времени достижения макси-
мума интенсивности сплошного
фона [Л. 5-85].
где gi, go — статистические веса верхнего и нижнего уровней; At—
вероятность перехода; No—концентрация атомов или ионов в не-
возбужденном состоянии. Отсюда
1 Ц 1
----------1п — = Вц —----- ,
eiUi-Uj) Г,- ° kTe
(5-5)
где Вц — константа, характерная для данной пары линий и не за-
висящая от температуры.
Таким образом, ход величины ----------In —— с температу-
U i U j I j
рой, а следовательно, со временем должен быть одинаков для лю-.
бой пары линий с точностью до- некоторой постоянной. Рисунок 5-52,
подтверждает этот вывод, а тем самым и предположение о сущест-
вовании определенной температуры и о больцмановской населенно-
сти уровней.
Основываясь на измерениях интенсивности линий на протяжении •
вспышки н формуле (5-4), для которой были рассчитаны вероятно-
сти переходов, а также формуле Саха, может быть определена элект-
ронная температура плазмы разряда. Для момента /=0,5 мКс при .
условиях разряда, указанных в подписи к рис. 5-52, три пары линий, •
обозначенные в этой подписи номерами 1, 2 и 3, дали оценку элект-
ронной температуры соответственно 43-103, 38-103 и 52-103 К.
В [Л. 5-86] при значительно более жестком режиме разряда
(0,05 мкФ, 2—8 кВ, 0,1—0,04 мкГ) по четырем парам линий были по-
лучены значения температуры (26—33)-103 К. Средняя оценка по
обеим работам—35-103 К — удовлетворительно согласуется с оцен-
Таблица 5-11
Концентрация нейтральных, одно- и многократно ионизированных
атомов азота при различных Температурах [Л. 5-87]
Т, lt)’K N, % Nj . % Nir % Nin, %
20 1 98,7 0,3
30 0,03 50 50 —
40 .— 4 93 3
50 — 0,5 61 38,6
60 — 0,02 10 90
Рис. 5-52. Временные графики ло-
гарифма отношения интенсивно-
стей различных пар линий (совме- 0,3
щенные для момента /«2,5 мкс),
подтверждающие согласно (5-5)
больцмановское распределение ато-
мов по уровням.
в
в
В
5/.= 35,5" B(Nn);
1 — 7.;=409,7 нм, Ut =74
X =399,5 нм, Ij =35,5
нм, К.=44,5
niii) .
2 — 2U.= 517,9
г
^. = 504,5 нм,
3
=553,5
=549,5
=549,5
= 460,7
Условия разряда: воздух, 0,1 МПа,
0,25 мкФ, 10—15 кВ, 10 мкГ.
(спектр
нм,
нм,
нм,
В,
3 — =
^,5 В (Nn), Х>=
I/ =47,5 В ( Nn); 4-К. =
=47.5 В (Nn). Х.=
U . =35,5 В (Nn) [Л.5-85].
0,1
1 Ii/Ij
f,2 ^3
t
мкс
Рис. 5-53. Изменение темпера-
туры канала разряда в воздухе
со временем, рассчитанное по
излучению линий 409,7 нм (Niii)
и 399,5 нм (Nit) [Л. 5-87].
<?,г
о
г
кой температуры газа Лаза=40 000 К, полученной при исследовани-
ях расширения канала и его электрических характеристик, а также
при измерениях яркости. Тем самым эксперимент подтверждает тео-
ретическое предположение о достаточно быстром установлении тер-
модинамического равновесия в канале импульсного разряда и о при-
Вт/(ср нм)
«чТ 41
5: * £1 1 — 1
г Ъ&'&З л
350 300 350 500 550 500 нм
Бт/кр-нм) а)
350 300 350 500 550 500 нм
. б)
Рис. 5-54. Спектральное распределение энергетической силы света
неограниченного разряда в ксеноне (ро=О,35 МПа, Z=10 мм) в раз-
личные моменты времени и при различных параметрах питания
[Л. 5-88].
а —0,05 мкФ, 5 кВ, 0,1 мкГ (I, мкс: 7 — 0,3; 2 — 0,8; 3 — 1,2); 6 — 0,05 мкФ,
12 кВ, 25 мкГ (I, мкс: 1 — 3,3; 2— 7,1).
менимости к нему формул Больцмана и Саха (осторожная оценка
дает для времени установления стационарного распределения воз-
бужденных атомов и ионов не более-40-10 с, а стационарного зна-
чения ионизации — не более 10~7 с).
На рис. 5-53 показано изменение температуры, рассчитанное
описанным образом на основе регистрации изменения интенсивностей
спектральных линий. Обращает на себя внимание сравнительно не-
большой диапазон изменения температуры при значительном измене-
нии мощности и интенсивности разряда (ср. с § 2-5). В табл. 5-11
Рис. 5-55. Спектральное распре-
деление энергетической силы
света неограниченного разряде
в гелии (0,5 МПа, 0,035 мкФ,
7 кВ, 0,18 мкГ) в различные
моменты времени [Л. 5-89].
t, мкс: 1 — 0,1; 2 — 0,7; 3 — 4,5.
приведены результаты расчета
[Л.5-87] степени ионизации
азота при нескольких темпера-
турах, наглядно поясняющего
преобладание спектра Wm в
момент максимума температу-
ры и последующее возрастание
спектра TVn.
Описанная картина измене-
ния во времени элементов
спектров неограниченных раз-
рядов дополняется данными о
спектральном распределении
энергетической силы света в
различные моменты вспышки в
значительных интервалах изме-
нения длин волн (рис. 5-54 и
5-55). Помимо различия в фа-
зах появления и исчезновения
линий с разными потенциалами
возбуждения верхних уровней,
эти графики показывают, что
даже в момент максимальной
мощности разряда его спектр
(в том числе и сплошной фон)
не похож на спектр черного те-
ла. Обращает на себя внима-
ние приближение спектра к эк-
виэнергетическому распределе-
нию в моменты, следующие за
максимумом мощности, а так-
же снижение сплошного фона даже в момент максимума мощности
при малых абсолютных значениях последней (уменьшенной за счет
большой индуктивности разрядного контура).
Измерение на различных стадиях разряда спектраль-
ного распределения энергетической яркости сплошного
фона (рис. 5-56) показало, что для неограниченного
разряда и достаточно большой концентрации энергии,
при которой достигается насыщение яркости, спектраль-
ное распределение LeX хорошо согласуется с распреде-
лением яркости черного тела с температурой (в случае
ксенона) 27 500 К- Это свидетельствует о достаточно
большой оптической плотности середины столоа и по-
зволяет приписать плазме полученное значение темпера-
туры. Определение температуры плазмы по максималь-
ным спектральным яркостям на участках сплошного
спектра и в центре уширенных линий (рис. 5-57) дает
Рис. 5-56. Спектральное распределение энергетической яркости кана-
ла неограниченного разряда в различные моменты вспышки [Л. 2-42].
Хе, 0,5 МПа, 0,011 мкФ, 12 кВ, 0,12 мкГ.
/ — в момент 0,1 мкс; 2 — 0,3 мкс; 3 — 0,8 мкс; 4 и 5 — кривые спектральной
яркости черного тела при температурах 27 500 и 14 500 К соответственно.
Рис. 5-57. Температура плазмы неограниченных разрядов, вычислен-
ная из максимальных значений спектральной плотности энергетиче-
ской яркости Le^ в различных областях спектра по сплошному и ли-
нейчатому излучению.
/ — ксенон; 2 — аргон; 3 — азот; 4 — гелий [Л.5-86]; 5 — воздух (уточненные,
значения в соответствии с [Л. 5-90]).
значения температуры, удовлетворительно согласующие-,
ся с другими оценками.
В табл. 5-12 представлены значения к. п. д. шаровых
импульсных ламп в трех укрупненных спектральных ин-
тервалах, полученные путем интегрирования спектр аль-.'
ных характеристик и умножения на эквивалентный те-)-
лесный угол Йэ=10ср. Также как световая отдача, к. п.д.'
у шаровых ламп в несколько раз меньше, чем у трубча-
тых, и в видимой области составляет несколько процен-
тов. Общий к. п. д. в спектральной области прозрачно-
Таблица 5-12 Коэффициент полезного действия ксеноновых шаровых импульсных ламп гц_ (в спектральных интервалах Xi—Х2)
Литера- турный источник Ро, МПа /, мм 1/0 кВ с, мкФ Стекло колбы
230—400 нм 400—700 нм 700-1000 нм
[Л. 5-42 [Л.5-42] [Л.5-54 [Л.5-84а] [Л.5-54] * В ин 0,3 0,3 0,22 0,22 0,22 тервале 2,5 2,5 2,5 2,5 3 220-40 3 3 1 0,4 5 0 нм. 0,27 0,025 0,068 4 0,01 4,5 4 12,9* 1,4 5,9 5,5 3,2 2,6 2,9 5,5 6,5 1,7 1,3 1,7 Увиолевое » С-88 Фтористый магний С-52
сти колбы лампы ИСШ 7 (см. рис. 5-48) равен 9%. Нуж-
но помнить, что,к.п.д. существенно снижается за счет
поглощения колбой значительной части энергии излуче-
ния в ультрафиолетовой области спектра. Так, к. п. д.
в интервале 220—250 нм составляет 0,5 к. п. д. в интер-
вале 220—1050 нм (см. рис. 5-49). С учетом еще более
коротковолнового излучения (в том числе вакуумного)
общий к. п. д. мощных неограниченных разрядов, вероят-
но, может достигать 0,5 [Л. 5-84а].
5-8. Действие на импульсную лампу
светооптической системы
Когда лампа помещена в какое-либо светооптическое
устройство, содержащее оптически отражающие поверх-
ности, часть собственного излучения может возвращать-
ся в столб разряда и частично поглощаться плазмой.
Часть возвращающегося в лампу собственного излучения
поглощается также ее колбой и электродами. Поглощае-
мое собственное излучение представляет собой дополни-
тельно подводимую к разряду мощность, вызывающую
повышение температуры плазмы и соответствующее воз-
растание яркости столба, а также перегрев конструкции
лампы, из-за которого снижается ее предельно допусти-
мая нагрузка (см. гл. 6) и долговечность. Явление
энергетического взаимодействия импульсных ламп с соб-
ственным излучением исследовалось в [Л. 5-39, -91—
5-976].
Наибольшее проявление эффекта происходит в пре-
дельно тесном отражателе, плотно окружающем колбу
лампы (рис. 5-58). Пиковый разрядный ток в трубчатой
Рис. 5-58. Осциллограммы разряд-
ного тока трубчатой лампы ИФП
5000 (а) и полостной лампы
ИФПП 7000 (б) в открытом про-
странстве (линия) и окруженных
снаружи диффузионно отражаю-
щим порошком окиси магния (пунк-
тир)— без изменения параметров
разрядного контура [Л. 5-39].
лампе возрастает при
этом на 20%, а в поло-
стной — на 10%- Дли-
тельность импульса
разрядного тока не-
сколько уменьшается.
В полостной лампе эф-
фект менее выражен
из-за значительности
энергетических потерь
на дополнительной (по
сравнению с трубча-
той лампой) кварце-
вой трубке. Пользуясь
зависимостями темпе-
ратуры и показателя
поглощения плазмы от
плотности тока (гл. 3)
можно оценить соот-
ветствующее увеличе-
ние яркости столба
разряда. Например,
при удельной мощно-
сти 0,2-106 Вт/см3 при-
рост спектральной яр-
кости (%=420 нм), на-
блюдаемой через уз-
кую щель в тесном отражателе (коэффициент диффузно-
го отражения 90%), достигает 60% [Л- 5-97а].
В [Л. 5-93] было установлено, что при помещении
трубчатой лампы (di=4,2 мм, /=60 мм, ксенон или
криптон) в осветитель выходящее из него излучение
в различных спектральных участках имеет длительность
фронта, на 15—20% меньшую, а длительность на уровне
0,35, на 15 % большую, чем у той же лампы в открытом
пространстве. При уменьшении энергии разряда и давле-
ния газа, различия во временном ходе излучения откры-
тых ламп и ламп, помещенных в осветитель, умень’
шаются. .
Падающее на лампу излучение может также изменить
характер радиальной зависимости яркости и температу-
ры канала разряда [Л. 5-976]. "Это отчетливо наблюдает-
ся при помещении трубчатой импульсной лампы в соос;
ный отражатель [Л. 5-92].
Картина энергетического взаимодействия импульсной
лампы с собственным излучением существенно усложня-
ется, если генерируемый поток излучения частично отво-
дится из замкнутой светооптической системы через спект-
рально-селективный элемент, например через активное
тело лазера. Такой случай исследован на примере поло-
стной импульсной лампы, применяемой для накачки ла-
зера [Л. 5-94]. В этих условиях лампой поглощается
возвращенный поток излучения, в спектральном распре-
делении которого имеются провалы в областях полос
поглощения активного элемента лазера. В ходе переиз-
лучения плазма действует здесь как нелинейный эле-
мент, преобразующий излучение из одного спектрального
интервала в другой. Соответственно для получения мак-
симальной эффективности системы накачки необходимо
стремиться не только к максимальному к. п. д. импульс-
ной лампы в спектральных полосах накачки, но и к мак-
симальному полному к. п. д. по всему спектру, для чего
потери излучения в элементах лазерного осветителя дол-
жны быть минимальными по всему спектральному диа-
пазону (также и за пределами полос накачки). Эффект
переизлучения тем заметнее, чем большая часть потока
излучения вторично проходит через плазму, т. е. в сис-
темах, где плазма занимает существенную часть объема
системы накачки (полостная лампа, осветитель с плот-
ной упаковкой и т. п.), а с ростом потерь в освети-
теле (потери на отражателе, фильтре, через торцы
и т. д.) и при уменьшении полного к. п. д. лампы он сни-
жается.
Теоретический расчет [Л. 5-95] показывает, напри-
мер, что если на колбу трубчатой импульсной лампы на-
нести селективно отражающее покрытие (например, ин-
терференционный фильтр, пропускающий излучение толь-
ко в полосах поглощения активной среды), то можно по-
высить к. п. д. в полосах накачки алюмоиттриевого грана-
та в 2—3 раза. Максимальный эффект для ксеноновой
лампы диаметром 7 мм достигается при температурах
плазмы 11 000—12 000 К или удельных электрических
мощностях разряда (100—200)-Ю3 кВт/см3.
У шаровых импульсных ламп сильное энергетическое
взаимодействие с собственным излучением может на-
блюдаться только в исключительных случаях, когда зна-
чительная часть потока излучения возвращается к кана-
лу разряда. Примером такого случая может быть систе-
ма из шаровой лампы и глубокого отражателя, фокуси-
рующего излучение на самом канале заряда.
>
5-9. Стабильность излучения импульсных ламп
Во многих случаях технического применения импульсных ламп
важно знать, как воспроизводятся световые параметры у различных
экземпляров ламп определенного типа и от импульса к импульсу у
определенного образца. Для трубчатых импульсных ламп основную
роль играет первый вид невоспроизводимости, а для шаровых — вто-
рой.
При рассмотрении воспроизводимости световых параметров от
импульса к импульсу необходимо различать два случая работы
ламп: режим одиночных (редко повторяющихся) разрядов и частот-
ный режим. В случае одиночных импульсов каждый следующий раз-
ряд происходит при одинаковых начальных условиях после того, как
газодинамические, тепловые и ионизационные возмущения в рабочем
объеме практически полностью исчезают. В частотном режиме рабо-
ты импульсной лампы каждый следующий разряд начинается в изме-
няющихся условиях остающегося от предыдущего разряда газоди-
намического, теплового, турбулентного и ионизационного возмуще-
ния. В силу действия этих факторов при частотном режиме работы
наблюдается заметная нестабильность световых параметров следую-
щих друг за другом импульсов и, напротив, одиночные вспышки при
точном воспроизведении режима питания (напряжения на рабочем
конденсаторе) обладают весьма стабильными параметрами излуче-
ния. Последняя особенность была замечена давно, и соответственно
импульсные лампы используются даже в качестве светоизмеритель-
ных [Л. 5-98—5-101].
Разброс средних значений световых характеристик ламп одного
типа обусловлен допускаемым при производстве разбросом их гео-
метрических параметров (диаметра разрядной трубки, расстояния
между электродами, формы и размеров приэлектродного балластного
объема и др.), а также давления и состава газа. По данным
[Л. 5-12] коэффициент вариации ламп по световой отдаче для каж-
дого типа и режима трубчатых импульсных ламп серийного произ-
водства составляет около 0,09. Распределение ламп по световой от-
даче близко к нормальному, и поэтому действие факторов можно
считать случайным. Аналогичные данные для шаровых ламп пока от-
сутствуют.
Применение импульсных ламп в различных устройствах с фото- •
метрической точки зрения сводится к двум случаям. В первом слу-
чае устройство принимает излучение всех точек канала разряда (реа-
гирует на пиковую силу света или освечивание), во втором — устрой-
ство принимает излучение некоторой фиксированной площадки, вы-
деленной из изображения светящего объема с помощью диафрагмы’
(реагирует на пиковую яркость или ее интеграл по времени).
Рис. 5-59. Зависимости коэффициента вариации Vj пиковой силы све-
та лампы ИСШ 7 от энергии разряда W в режиме одиночных им-
пульсов для различных давлений р0 ксенона и рабочих напряжений
UD [Л. 5-28].
и„, кВ 0,8 1,0 2,0 2,8
Ро. МПа 0,04 0,1 0,22 0,3 0,04 0,1 0,22 0,3 0,22
Обозначе- ние 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
В зависимости от применения импульсной лампы, таким образом,
необходимо рассматривать нестабильность одной из четырех фото-
метрических величин: пиковой силы света /п; освечивания 0; пико-
вой яркости Lvn-, интеграла импульса яркости ^Lv(t)dt.
Данные многочисленных измерений [Л. 5-100—5-103] показыва-
ют, что относительное изменение среднего значения освечивания 60
и пиковой силы света 6/п у ряда серийных трубчатых и шаровых им-
пульсных ламп в режиме редких вспышек не превосходит 1 % на
тысячу вспышек, а коэффициент вариации световых параметров, как
правило, не превосходит 0,02. Необходимо отметить, что на воспро-
изводимость световых параметров вспышек существенное влияние
оказывают способ зажигания и параметры зажигающего напряжения
импульсных ламп [Л. 5-104].
Полученные в [Л. 5-28] зависимости коэффициента вариации
пиковой силы света Vi от энергии одиночных разрядов W шаровой
лампы ИСШ 7 (/=2,5 мм) при различных давлениях ксенона
(рис. 5-59) показывают, что оптимальным является давление 0,22 Ml 1а
(принятое в конструкции) и что И,вобследованном диапазоне
давлений при W более 0,1 Дж практически не зависит от емкости
питающего конденсатора и рабочего напряжения (при Ц7<0,1 Дж
наблюдается резкое возрастание Ут, тем более резкое, чем выше ра-
бочее напряжение).
Увеличение нестабильности излучения шаровых ламп (неограни-
ченных разрядов) при возрастании частоты вспышек [Л. 5-28, 5-98,
5-99, 5-102, 5-104—5-109] характеризуется графиком на рис. 5-60. В
частотных режимах нестабильность пиковой силы излучения /еи ша-
ровых ламп проявляется двумя качественно различными видами
Рис. 5-60. Зависимость коэффици-
ента вариации Vi пиковой силы
света лампы ИШО-1 от частоты f
следования вспышек (ксенон, р0=
=0,22 МПа, /=2,5 мм, С=
=6800 пФ, До=1 кВ, /п=10ккд)
[Л. 5-27].
[Л. 5-107]: 1) сравнительно небольшими случайными флуктуациями
от вспышки к вспышке и 2) резкими, проявляющимися для конкрет-
ного образца через определенное время после момента включения
спадами 7еп на порядок и более на протяжении целой серии последо-
вательных вспышек. Канал разряда при спаде Дп размывается, на
ием появляются участки с пониженной яркостью. Пиковый разряд-
ный ток, соответствующий этим вспышкам, заметно возрастает.
Примеси иеона и гелия уменьшают глубину и продолжительность
таких спадов примерно в 2—3 раза. Практически полное отсутствие
спадов наблюдается при добавке к ксенону водорода, но при этом
ухудшается пространственная стабильность канала разряда. Совме-
стное действие добавки водорода и расположенных на электродах
сферических газодинамических отражателей позволяет обеспечить
достаточно устойчивую работу шаровых ламп на частотах до 4 кГц.
Нестабильность силы света шаровых ламп в частотном режиме ра-
боты обусловлена в основном изменением плотности газа в межэлек-
гродном промежутке, которая не успевает полностью восстановиться'
за время между вспышками [Л. 5-28, 5-107, 5-108]. Так как вос-
становление плотности происходит путем турбулентного перемешива-
ния холодного и нагретого газа в межэлектродном промежутке, уело-.
ия для каждого последующего разряда могут быть различными. Не-
стабильность типа описанного спада объясняется продолжительным
адением плотности газа в зоне разряда, по-видимому, связанного с
образованием в баллоне стоячих звуковых волн, которые резко за<
дедляют процесс турбулентного перемешивания газа. При этом газ-
з центре баллона нагревается до высокой температуры, его плот-
-юсть падает и происходящие в сильно разреженном газе импульс--
зые разряды обладают низкой световой отдачей. Такие малоэффек-
гивные разряды повторяются до тех пор, пока не разрушается стоя-
щи волна и не восстанавливается первоначальная плотность газа.-
Стабильность пиковой силы света существенно ухудшается при
(обавке к газовому наполнению шаровой лампы десятых долей про-
цента примесей молекулярных газов О2, СО, СО2 и др. [Л. 5-28].
Особенно сильно влияние этих примесей проявляется при частотах
вспышек более 1 кГц (рис. 5-61). При приближении к границам диа-
пазона управляемости стабильность'пиковой силы света и положе-
ния канала разряда в шаровых лампах резко ухудшаются.
Распределение пиковой силы света серии импульсов носит слу-
чайный характер и приближается к нормальному закону распреде-
ления случайной величины (рис. 5-62). Отличие статистического рас-
пределения пиковой силы света работающих в частотном режиме
шаровых импульсных ламп от нормального распределения состоит в
Рис. 5-61. Зависимости от частоты f наибольшего отклонения от
среднего значения пиковой силы излучения ф (---------) и наибольше-
го отклонения канала разряда А (------------) ют оси лампы ИСШ 7
[Л. 5-28]. С== 0,0066 мкФ, По = 1000 В.
1 — серийные образцы; 2 — образцы с примесью молекулярных газов.
Рис. 5-62. Распределение плотности вероятности пиковой силы све-
та шаровых импульсных ламп: ИСШ 7 —1=2,5 мм, ро=0,02 МПа,
С=0,007 мкФ, 170=1000 В, т=0,5 мкс, f—2 кГц (зачерненные
кружки)—и ИСШ 400 — /=3,5 мм, ро=О,2 МПа, С=0,01 мкФ,
t/o=5OOO В, т=1 мкс, ]=3 кГц (светлые кружки). Сплошные кри-
вые— расчетное по функции <р(/) распределение плотности вероят-
ности; пунктирные кривые — распределение плотности вероятности
по нормальному закону [Л. 5-108].
том, что его максимум сдвинут относительно математического ожи-
дания в сторону больших значений In и, следовательно, максималь-
ное отклонение от математического ожидания больше в сторону
меньших значений.
Коэффициент вариации пиковой яркости и интеграла импульса
яркости в силу пространственной нестабильности канала разряда,
как правило, превышает Vi и зависит от положения фотометрируе-
мой площадки между электродами [Л. 5-102].
Глава шестая
НАГРУЗОЧНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ИМПУЛЬСНЫХ ЛАМП
6-1. Обзор пределов нагрузки
Возможные вариации режимов питания импульсных
ламп, помимо диапазона их управляемости по напряже-
нию питания, ограничены пределом энергетической на-
грузки на лампу, при превышении которого происходит
полный или частичный выход ее из строя. Последний мо-
жет быть связан с повреждением ее электродов (в пер-
Рис. 6-1. Зависимость отноше-
ния энергии Wn-p (и), разруша-
ющей лампу за п импульсов,
к энергии W'np (1), разрушаю-
щей ее после единственного
импульса.
/ — соответствует ходу функции
—0,117
п [Л.6-1, 6-2]; 2 — то же,
[Л.6-3]; 5 —даннь1е [л.6-4].
вую очередь, вводов), потерей управляемости или разру-
шением баллона.
К нагрузочным характеристикам импульсных ламп
относятся допустимая энергия одного импульса W, рас-
сеиваемая в лампе в режиме редких, как бы одиночных
импульсов с интервалом между ними, увеличение кото-
рого не сказывается на значении предельной энергии,-
а также допустимая энергия в режиме часто повторяю-
щихся с частотой f импульсов W/ и связанная с послед-
ней наибольшая допустимая средняя мощность РСр =
— Wff. Значения всех этих величин в той или иной сте-
пени могут приближаться к соответствующим предель-
ным U7np, Wfnp, Г’ср.пр. Степень приближения определяет-
ся требуемым числом импульсов, которые должна обес-s
печить лампа с необходимой надежностью. Представле-
ние о том, как эта степень приближения меняется
в зависимости от числа импульсов, дает рис. 6-1, иллю-
стрирующий экспериментальные данные различных ав-
торов о зависимости предельной нагрузки Жщ от числа
импульсов (для ламп, работающих в режиме редких им-
пульсов), при которой с равной вероятностью происхо-
дит разрушение ламп.
Опыт эксплуатации импульсных ламп различных ти-
пов показал, что в режиме редких импульсов допустимая
энергия, обеспечивающая 1000 импульсов, обычно со-
ставляет 0,6 №пр* при нескольких вспышках. При работе
ламп в светооптической системе, возвращающей в плаз-
му часть собственного излучения (или направляющей на
нее часть излучения других синхронно работающих
ламп), снижается (в некоторых случаях на 30%
[Л. 5-97]) и соответственно должна быть снижена W.
Эксплуатация ламп в поглощающей излучение жидкости
также может приводить к снижению И7пр [Л. 6-5] (даже
при работе ламп—с длительностью импульса 0,5 мс —
в дистиллированной воде наблюдается снижение пре-
дельной энергии, по-видимому, из-за действия внешнего
давления испаряемого при вспышке прилегающего к лам-
пе слоя жидкости).
Пределом нагрузки считается наименьшее значение
вводимой в лампу электрической энергии или мощности,
при которой от обычного импульса (или от короткой се-
рии импульсов в стробоскопическом режиме) с близкой
к единице вероятностью происходит выход лампы из
строя из-за механического разрушения или потери уп-
равляемости. В первую очередь ЖФ зависит от длитель-
ности импульса, а РСр.пр еще и от частоты импульсов.
При прочих равных условиях предельные значения за-
висят и от ряда других факторов: от напряжений пита-
ния и поджигающего импульса, условий охлаждения,
возврата в лампу части собственного излучения [Л. 5-96,
6-6] и т. д.
Для стеклянных импульсных ламп, в которых могут
быть применены металлические вводы достаточно боль-
шого сечения (так же как для кварцевых ламп с ввода-
ми, впаянными в кварц с помощью переходных стекол
или припоев), пределы нагрузки на электроды практиче-
ского значения не имеют. Для кварцевых ламп с тонкими
не согласованными по температурному коэффициенту
расширения ленточными вводами (полоски молибдено-
* Исключение составляют некоторые особые режимы (см. ниже),
при которых разброс И7Пр возрастает с 10 до 50%, в связи с чем при-
ходится брать не выше 0,2—0,3 среднего значении TV'np-
вой фольги толщиной U,l>2—и,1 мм) расчет допустимой
нагрузки на ввод играет при конструировании ламп важ-
ную роль.
В случае правильно выбранных вводов стеклянные
и шаровые кварцевые лампы в отличие от трубчатых
кварцевых ламп при одиночных вспышках' практически
не выходят из строя из-за потери управляемости без ви-
димого разрушения баллона. У трубчатых кварцевых
ламп некоторых типов (с малым диаметром и большой
длиной трубки) в результате перегрузки может недопу-
стимо повыситься напряжение зажигания без их разру-
шения.
У малогабаритных трубчатых ламп критерием вы-,
хода из строя при большой частоте вспышек может быть
и разрушение баллона, и потеря управляемости. Для
средне- и крупногабаритных кварцевых трубчатых ламп, j
используемых, например, при оптической накачке лазе-:
ров, частота повторения вспышек обычно невелика, а ра-
бочее напряжение Uo высоко (t/o/Z^lOO В/см). В этих
условиях I^/вр и Рср-пр связаны главным образом с раз-
рушением баллона. .
Стеклянные (шаровые и трубчатые) лампы часто используются
в режимах со значительной частотой повторения импульсов, вызы-
вающих при длительной работе существенный нагрев баллона (рис.
6-2, а). Нарушение управляемости, как правило предшествующее
разрушению баллона, может при этом наступать из-за перегрева
стекла, например до резкого увеличения его проводимости или воз-
никновения химической реакции стекла с используемыми в лампе ма-
териалами. Для большинства стекол соответствующая средняя тем-
пература равна в случае трубчатых ламп примерно 200°С, а в слу-
чае шаровых ламп (с меньшими колебаниями мгновенной температу-
ры около средних значений) 300—400°С. Для кварца (для которого
предел температуры характеризуется резким ускорением кристалли-
зации) она равна 850°С. Из рис. 6-2, а следует, что для стеклянных
ламп при работе в периодическом режиме без принудительного ох-
лаждения средняя рассеиваемая в лампе мощность, отнесенная к
1 см2 наружной поверхности рабочей части баллона, не должна пре-
вышать 0,5—1 Вт для трубчатых и 1,5—3 Вт для шаровых ламп
(у разных ламп, работающих в стробоскопическом режиме, тепловые
потери на стенках могут составлять от 40 до 90% рассеиваемой в
лампе мощности, поэтому различие абсцисс на графиках типа приве-.
денных на рис. 6-2, а для разных ламп не может превышать дву<,
кратного). Большой опыт разработок различных типов ламп под^
тверждает эти нормы. Примером может служить график на рис;
6-2,6, показывающий также, что снижение пульсации температуры
при увеличении частоты вспышек несколько повышает предел на-
грузки, при котором лампа выходит из строя. Соответствующий пре-
дел нагрузки для кварцевых ламп (по-видимому, общий для шаро-
вых и трубчатых) составляет 10—20 Вт/см2. В тех случаях (напри-
мер, для весьма коротких трубчатых ламп), когда существенная доля
мощности рассеивается в приэлектродной области разряда, указан-
ные нормы могут быть увеличены дд'двукратных.
Значительное увеличение средней нагрузки на стенки импульсных
ламп, работающих в периодическом режиме, возможно при исполь-
зовании принудительного охлаждения. Наиболее интенсивное охлаж-
дение (если не считать систем с вихревой прокачкой газа сквозь
Рис. 6-2. Нагрузочные характеристики импульсных ламп в режимах
часто повторяющихся импульсов.
а — зависимость средней температуры внешней поверхности разрядной трубки
кварцевой импульсной лампы от рассеиваемой в лампе средней мощности Р,
отнесенной к внешней поверхности А рабочей части разрядной трубки; есте-
ственное охлаждение (1 — dL =23 мм, 2 — 1 мм; экспериментальные точки для
шаровых ламп близки к кривой 2); б — зависимость предельной нагрузки
стеклянных шаровых импульсных ламп ИСШ 300 от частоты вспышек (7 — по-
теря управляемости; 2 — взрыв баллона; 3 — разрушение электрода зажигания).
лампу [Л. 0-2, 0-2а]) достигается при помещении лампы в поток ох-
лаждающей жидкости. Короткие кварцевые лампы (длина рабочей
части 10—20 мм) с внешним диаметром 5 мм допускают при охлаж-
дении проточной водой, текущей со скоростью 4 м/с, среднюю на-
грузку, отнесенную к 1 см2 внешней поверхности трубки, около
300 Вт/см2. Для длинных ламп (около 1 м) с внешним диаметром
2—3 см соответствующее значение составляет 150 Вт/см2. Совмеще-
ние жидкостного охлаждения и турбулентной прокачки газа позво-
ляет поднять эти значения еще на порядок.
Разрушение баллонов в режиме одиночных или ред-
ко повторяющихся импульсов для трубчатых ламп свя-
зано с рядом процессов. В зависимости от материала
баллона, его размеров, толщины стенок и их температу-
ры, обусловленной нагревом предыдущими вспышками,
разрушение может происходить за счет различных ме-
ханизмов и их совокупности. В общем случае взрыв или
растрескивание баллона лампы происходит тогда, когда
динамическое напряжение в стекле баллона превышает
разрушающее значение. Это может осуществиться под
действием давления нагретого газа и паров материала
стенок при разряде за счет термических напряжений в
стенках или ударных волн. Для шаровых ламп основную
роль играет импульс давления, который возникает на
фронте ударной волны, инициируемой расширяющимся
каналом разряда. Опыт показывает, что в последнем слу-
чае разрушение происходит нерегулярно, при значитель-
ном разбросе параметров разряда. Это связано с тем,
что разные экземпляры ламп одинаковой конструкции
имеют различные статические напряжения в стекле, оста-
ющиеся после огневой обработки, различные толщины
стенок, а также различную кривизну отдельных элемен-
тов стенок баллона, вследствие чего стенки испытывают
неодинаковые динамические напряжения под действием
импульса давления.
Для шаровых стеклянных и кварцевых ламп нижние
границы нагрузки, при которой иногда наблюдаются,
взрывы баллона, близки друг к другу. Согласно грубой
оценке взрывы ламп с «холодным» давлением газа око-
ло 0,3 МПа наблюдаются при превышении определенной
для данного баллона (с данными диаметром и толщи-
ной его стенок) энергии импульса (остальные конструк-
тивные элементы и параметры питания играют, по-види-
мому, второстепенную роль) Для баллонов с толщиной
стенки 2—3 мм и с внешними диаметрами 30, 45 и 60 мм
эти предельные энергии равны соответственно 70, 150
и 300 Дж. Увеличение вдвое давления газа примерно
вдвое снижает предельную энергию. Приблизительно
в 2—3 раза снижается предельная энергия при уменьше-
нии толщины стенки до 1—1,5 мм и при переходе от сфе-
рической к полусферической или цилиндрической форме
баллона.
Лампы шарового типа довольно часто используют
в режиме коротких серий импульсов с общей длитель-
ностью от долей секунды до нескольких секунд. При та-
ких режимах значение допустимой температуры балло-
на практически не зависит от условий охлаждения и в
1 Эта зависимость является косвенным подтверждением того,
что разрушение происходит за счет ударной волны, поскольку, как
было показано в гл. 2, скорость ударной волны также главным обра-
зом зависит от энергии импульса.
основном определяется его теплоемкостью, что позво-
ляет значительно (в несколько раз) повысить допусти-
мую, среднюю за серию мощность по сравнению со сред-
ней мощностью при длительной работе.
Краткое рассмотрение видов выхода из строя ламп
трубчатого и шарового типа с баллонами из стекла и из
кварца при работе их в режимах одиночных и часто по-
вторяющихся вспышек целесообразно дополнить более
подробными данными, касающимися практически наи-
более важных нагрузочных характеристик, а именно:
а) пределов нагрузки на вводы трубчатых и шаровых
ламп (в режимах одиночных и часто повторяющихся
вспышек);
б) пределов нагрузки на трубчатые лампы в режиме
одиночных вспышек.
6-2. Пределы нагрузки на вводы
Разрушение металлических вводов связано либо с мгновенным
выделением в единице объема металла критической энергии (подоб-
но электрическому взрыву проволочки), либо с длительным перегре-
вом металла и окислением его части, соприкасающейся с воздухом,
при работе лампы с критической средней мощностью. Из данных о
критической энергии [Л. 6-7] получена следующая зависимость меж-
ду предельно допустимой энергией одиночного импульса Ct70/2, Дж,
сечением молибденового ввода А, см2 и эффективным сопротивлени-
ем разряда R, Ом:
А =
j Рм % рм 1М
4Д2 2Д
(6-1)
где gup — отношение критической энергии, выделяемой в единице
объема молибдена, к его эффективному удельному сопротивлению
Рм; 1м — суммарная длина вводов, см.
Эксперимент дает для gKP, при которой в различных условиях
(различная структура металла, неоднородность сечения, размеры
ламп и вводов, режимы питания) происходит разрушение вводов,
значения от 4-107 до 23-107 Дж/(Ом-см4).
Для опенки R в случае трубчатых ламп можно использовать
выражение, основанное на представлении о квазистационарном раз-
ряде (гл. 3):
R = р//№,
(6-2)
где I—расстояние между электродами: г—внутренний радиус труб-
ки; р — удельное сопротивление плазмы разряда (можно приближен-
но приравнять 0,02 Ом-см; для более точных расчетов в случаях,
когда канал разряда заметно не заполняет сечение трубки, можно
использовать данные о радиусе канала, приведенные в гл. 2). Поль-
зуясь формулами (2-1) для оценки удельного сопротивления плазмы
и (2-31) для оценки максимального радиуса столба, можно оценить
эффективное сопротивление канала в случае шаровых ламп (счита-
ем, что оно определяется радиусом столба, равным Огмакс, где 0 —
правильная дробь):
40/3/3
R= 02172'3(С172/2)0-8 ’ (6'3>
Дробь 0 может быть определена экспериментально на основе
использования выражений (6-1) и (6-3) для шаровых ламп, для-ко-
торых световая отдача при энергиях импульса, близких к предельной,
имеет нормальное значение и, таким образом, членом рм1м/2Р в
(6-1), связанным с потерей энергии во вводах, можно пренебрегать.
Эксперимент показывает, что для шаровых кварцевых ламп с
давлением ксенона 0,3—0,4 МПа, 1=0 8 см, С7о=6 кВ, Д = 1,2Х
Х10—2 см2 энергия импульса, которая может вызвать разрушение
ввода, превышает 200 Дж. Световая отдача таких ламп при энергии
200 Дж обычно составляет 15 лм-с/Дж. Подставляя в (6-3) и упро-
щенное выражение (6-1) названные значения, а также определенное
для трубчатых ламп расчетное значение £кр=2-107 Дж/(Ом-см4),
находим, что 0 равна 0,42. Это значение может быть использовано
для расчетов (с известным запасом) минимально необходимого сече-
ния ввода в аналогичных условиях, которые, таким образом, могут
выполняться с помощью приближенной формулы
А = 10“5 (CL^/2)0’9 t/J/3 Г5/6, (6-4)
где С — в фарадах; Uo — в вольтах; I — в сантиметрах; А — в квад-
ратных сантиметрах.
Полученное значение 0 и тот факт, что в приведенных экспери-
ментальных условиях сопротивление вводов практически не сказыва-
ется на светоотдаче, позволяют для верхней границы возможных
значений эффективного удельного сопротивления рм принять
10-4 Ом-см (по справочным данным при 1200°С для молибдена
рм=0,3-10—4 Ом-см). Из этой оценки следует, что если в некото-
рых экспериментальных условиях при подстановке в (6-1) заведомо
завышенного значения рм=10—4 Ом-см второе слагаемое под корнем
оказывается равным или меньшим первого, то расчет ввода можно
уверенно вести по формуле (6-4). При этом полученное сечение вво-
да достаточно для того, чтобы его сопротивление практически не
сказывалось на световой отдаче лампы.
Расчет вводов ламп, предназначенных для работы в режиме ча-
сто повторяющихся импульсов, может осуществляться аналогичными
методами, но с заменой энергии-импульса CU^fO. на среднюю рассеи-
ваемую в лампе мощность РСр и константы £кР— на квадрат пре-
дельно допустимой плотности постоянного тока через молибденовый
ввод /кр. Из данных, полученных при разработке ряда типов квар-
цевых ламп, известно, что долговечность ввода -порядка 1000 ч и бо-
лее обеспечивается при условии, что действующая плотность пере-
* Эти данные относятся к лампам, работающим без принуди-
тельного охлаждения. В том случае, если ввод интенсивно охлажда-
ется (например, водой), /кр имеет намного большее значение.
менного тока в нем не превышает /д«5-104 А/см2*. Поэтому у^р—
=2/2«5-109 А2/см4 и
А=1,4-106КРср/^. (6-5)
Сопротивление лампы 7? для трубчатых ламп может приниматься
равным pZ/этг2 (в случае заполнения трубки каналом разряда), а
для шаровых — рассчитывается по формуле (6-3).
Следует отметить, что значения А, рассчитанные по формуле
(6-5) с использованием значений Рср, близких к предельной мощ-
ности для баллонов ламп, получаются всегда намного меньшими,
чем рассчитанные по формулам (6-1) или (6-4) при подстановке в
последние значений энергии импульса, также сопоставимых с преде-
лом, который может выдерживать баллон лампы. Поэтому формула
(6-5) может оказаться полезной лишь в тех особых случаях конст-
руирования лампы, когда лампа заведомо предназначается только для
режима часто повторяющихся импульсов и применение ввода с ми-
нимальным сечением целесообразно по технологическим сообра-
жениям.
6-3. Пределы нагрузок трубчатых ламп
в режиме одиночных вспышек
Предел нагрузки в режиме одиночных импульсов
определяется обычно в ходе последовательных серий из
заданного числа импульсов (в дальнейшем, без особых
оговорок,—из 10) каждая. Энергия импульса последую-
щей серии повышается на несколько процентов по срав-
нению с предыдущей. Интервалы между импульсами
выбираются достаточно большими (обычно несколько
минут), чтобы лампа успевала остыть перед повторным
разрядом.
Предельным значением И7пр считается энергия им-
пульса, при которой лампа выходит из строя.
С повышением энергии импульсов в стеклянной им-
пульсной лампе (например, за счет подъема напряжения
питания) при какой-то энергии, определенной для ламп
данной конструкции и для данной длительности импуль-
са с погрешностью до 5—10%, на внутренней поверхно-
сти разрядной трубки появляется сеть кольцевых воло-
сяных трещин. При небольших перегрузках эти трещины
бывают настолько слабыми и редкими, что обнаружи-
ваются с трудом (только при тщательном осмотре лам-
пы-, освещенной ярким источником света). С дальнейшим
увеличением напряжения питания трещины становятся
более заметными и густыми. В конце концов развитие
трещин приводит к нарушению вакуумной плотности
баллона и к полному выходу лампы из строя (при сла-
бых трещинах лампа может долго сохранять работоспо-
собность,например, при перегрузке, равной 20—30%
минимальной энергии, при которой появляются первые
одиночные трещины,—в течение тысяч импульсов).
Аналогичное развитие волосяных трещин иногда наб-
людается при перегрузках кварцевых ламп с внутрен-
ним диаметром выше 0,5 см. Приблизительно одновре-
менно с развитием трещин1 для кварцевых ламп возра-
стает вероятность взрыва баллона.
Рис. 6-3. Характер изменения за-
висимости напряжения зажигания
Ua кварцевых капиллярных ламп
с числом импульсов п при различ-
ных энергиях, указанных на ри-
сунке, Дж [Л. 1-68, 6-7].
Сплошные линии — /=50 см, d =2 мм,
Кг, 0,013 МПа, С=60 мкФ; интервал
1,5 с. Пунктир — Z=7 см, df =0,53 мм,-
Хе, 0,08 МПа, С=40 мкФ, интервал 2 с
(в обоих случаях лампы были напаяны
на откачной пост и нагрев серией
сравнительно часто повторявшихся им-
пульсов должен был существенно сни-
жать плотность газа).
Для кварцевых ламп меньших диаметров при посте-
пенном увеличении энергии импульса за счет подъема
напряжения на конденсаторе в конце концов начинает
возрастать напряжение зажигания (в менее выраженной
форме это явление наблюдается и для ламп с широки-
ми трубками). Характер изменения напряжения зажига-
ния таких ламп на протяжении серии из нескольких де-
сятков импульсов с постоянной для каждой серии энер-
гией импульса показан на рис. 6-3. По оси абсцисс на
этом рисунке отложено число импульсов п с данной
1 При энергиях, равных 60—90% предельной, в кварцевых лам-
пах (в первую очередь, в холодных зонах — около электродов и в
штенгеле) часто появляется белый налет испарившейся и сконденси-
ровавшейся окиси кремния (иногда коричневый налет металличе-
ского кремния). Волосяные трещины в кварцевых лампах иногда об-
наруживаются спустя значительное время после прекращения им-
пульсов.
энергией, после которого произведено очередное измере-
ние напряжения зажигания (напряжение зажигания не
сильно перегруженной лампы может быть снижено пу-
тем короткой тренировки лампы разрядами с понижен-
ной энергией; частично оно снижается при выдержке
лампы в течение десятков минут в нерабочем состоя-
нии). Предельным для кварцевых ламп малых диамет-
Рис. 6-4. Зависимость предельных нагрузок на 1 см длины трубки
от С1 для стеклянных (/) и кварцевых (2) ксеноновых ламп с dt,
мм, обозначенными на рисунке. Критерии предела нагрузки для
стеклянных ламп — появление трещин, для кварцевых — указаны на
рисунке [Л 1-67, 6-7].
ров со сравнительно низким напряжением питания
(67о//»6О В/см) и маломощным поджигом обычно яв-
ляется режим, при котором повышение U3 из обратимо-
го становится необратимым (энергии импульса 320 и
43 Дж для случаев, представленных на рис. 6-3).
Некоторые данные о предельных нагрузках стеклян-
ных и кварцевых ламп при работе их в контуре с ма-
ЛОЙ индуктивностью (1 мкГ, Ал >2]/ L/C) приведены
на рис. 6-4 (данные для кварцевых ламп соответству-
ют сравнительно большим длительностям вспышки 0,3—•
20 мс). Из этого рисунка следует, что средние значения
предельных нагрузок кварцевых ламп с большим диа-
метром, связанных с различными видами выхода ламп
из строя, практически совпадают (для ламп с малым
диаметром и маломощным поджигом предел, связанный
с повышением С3, может быть на порядок ниже предела,
связанного со взрывом; первые волосяные трещины по-
являются в лампах при энергиях, лежащих между эти-
ми двумя пределами).
Так как в логарифмическом масштабе наклон зави-
симости предельной энергии, отнесенной к длине раз-
рядной части I, от С1 составляет 0,5, то как для квар-
цевых, так и для стеклянных ламп справедливо выра-
жение:
(оД//3)вд = А, (6-6)
где К— постоянная, зависящая главным образом от ма-‘
териала трубки и в меньшей степени от рода и давле-
ния газа (для тонких ламп, у которых к.п.д. т] сильно
зависит от этих параметров, замена ксенона криптоном
уменьшает ее на 30%, снижение давления с 35 000 до
2500 Па (с 250 до 20 мм рт. ст.) — в 3 раза; с этим
связана также косвенная зависимость К от диаметра
трубки). Совсем слабо А зависит от толщины стенок
трубки, интервала между вспышками и условий охлаж-
дения. Для кварцевых ламп с высоким к. п.д. и доста-
точно мощным поджигом, нагрузка которых ограничи-
вается их взрывом1, А»5 мкФ-кВ4-см"3 [Л. 6-7].
Экспериментальный материал, таким образом, сви-
детельствует о том, что для данной лампы предельные
режимы нагрузки при малой индуктивности разрядного
контура определяются постоянной величиной CU%, ко-
торая является ее характерным нагрузочным парамет-
ром, называемым иногда «фактором нагрузки».
1 Использование кварцевых импульсных ламп для оптической
накачки лазеров обычно требует максимального повышения энергии
и мощности импульса при малой вероятности взрыва трубки. В то
же время требования о расширении диапазона управляемости (сни-
жение U3) при этом смягчаются ввиду применения при оптической
накачке относительно больших напряжений питания и мощного
поджига.
Учитывая, что при малой индуктивности контура для
длительной вспышки т^ЗОО мкс выполняется соотноше-
ние тшRC/2—pCl/2nr2. (§ 5-3), из (6-6), преобразуя CU*
4ц?а 4W2 pl
в = 2пг2 т ’ можно вывести соотношение
W^lOOOj/^^rJ Гт,
которое при подстановке названного значения /( для
кварцевых ламп и р=0,02 Ом-см принимает вид:
^^20000^1 Гт. (6-7)
В такой форме зависимость предельной энергии от
параметров питания может быть применена не только
к малоиндуктивному контуру, но также и к контуру с
индуктивностью больше критической.
Означаемая ею пропорциональность предельной на-
грузки произведения корня квадратного из длительно-
сти импульса на внутреннюю поверхность трубки, как
будет видно из дальнейшего, подтверждается в широком
диапазоне режимов большим экспериментальным мате-
риалом. Найденная связь трубчатых ламп с их па-
раметрами позволяет наметить закономерности, анало-
гичные формуле (6-7), также для так называемых
полостных ламп, где разряд протекает между стенками
коаксиальных трубок [Л. 5-16], и для ламп с прямо-
угольным поперечным сечением разрядной полости
Л. 5-23]. Судя по имеющимся ограниченным данным
Л. 6-3] эксперимент удовлетворительно согласуется с
эасчетными предельными нагрузками таких ламп при
пользовании формулами, подобными (6-7), с не сильно
отличающимися от единицы корригирующими множите-
лями, а именно:
для полостных ламп
Гпр « 20 000 (ги + гв) 1/^—- 1Г? , (6-8)
V гк
где гв, Гц — внутренний и наружный радиусы газораз-
рядной полости, см;
для ламп прямоугольного сечения
Гпр » 6500 (b -ф d) р dibl /V, (6-9)
где 6, d — ширина и толщина газоразрядной полости, см.
ьыражая действующую мощность разряда в виде
Рк=иу2Ц=и% лгг2/2р1 и пользуясь для оценки р выра-
жением (2-1), можно из (6-7) получить формулу
(Рд/2лгг/)пр 1260 rt (I70//)I/4 т-1/2,
(6-10)
которая была экспериментально подтверждена для им-
пульсов длительностью 0,3—4 с при кратковременных
включениях трубчатых кварцевых ксеноновых ламп в
мощную сеть переменного тока [Л. 0-6].
Наконец, согласующиеся в случае одиночных вспышек с экспери-
ментальной формулой (6-7) представления о механизме разрушения
ламп, связанном с испарением стенок (см. дальше), позволили полу-
чить [Л. 3-47] формулу для предела средней мощности Лер.пр ламп,
работающих с частотой импульсов f (при принудительном водяном
охлаждении), выраженного через предельную энергию IFnp для оди--
ночных импульсов:
0,85li7npf
^ср.пр ~ _
1 +100(1-^)17 In f Кт
\ /.
(6-11)
где IFnp — в джоулях; f — в герцах; т — в секундах; г г и толщина
стенки 6—в сантиметрах (т]е—-энергетический к. п.д. лампы).
Данное выражение, как видно из рис. 6-5, подтверждается экс-
периментально для ламп небольших размеров при оптимальной ско-
рости протока охлаждающей воды.
Из сравнения представленных на рис. 6-6—6-9 эк-
спериментальных точек с графиками зависимости (6-7)
видно, что наряду с хорошим соответствием результатов
эксперимента этой формуле при больших т при корот-
ких импульсах наблюдаются существенные отклонения
как в сторону повышения предельной энергии для ламп.
Рис. 6-5. Зависимость предельной
средней мощности трубчатой им-
пульсной лампы с водяным охлаж-
дением от частоты импульсов f
(7—3) и от предельной энергии
вспышек при данной частоте
l^/np=Pcp.np/f (-4 и 5). Сплошные
линии соответствуют (6-11); пунк-
тир — участки неправомерности
расчетных формул.
1 — Г£=0,35 см, Z=12 см, т=400 мкс;
2 н 4 — г i=0,35 см, Z=8 см, т=500 мкс;
3 — г £=0,25, Z=4 см, т=150 мкс; 5 —
г£=0,35 см, Z=8 см, т=100 мкс.
с увеличенной толщиной стенки и пониженным давле-
нием газа (такое повышение свидетельствует как бы об
аномально «мягком» воздействии разряда на трубку),
так и в сторону ее понижения для ламп с нормальными
стенками и давлением (свидетельствующего об аномаль-
но «жестком» воздействии).
Из рис. 6-8 и 6-9, на которых приведены данные для
крупногабаритных ламп (гг = 0,8 см, / = 25—87 см) с от-
носительно низкой прочностью баллона (отношение тол-
щины стенки б к радиусу г составляет около 0,2) видно,
что приуменьшении длительности ниже определенной
для данного типа лампы т* значение И7пр начинает убы-
вать не пропорционально ]/т, а пропорционально т в
первой степени. Предельная мощность импульса 1Гпр/т
(рис. 6-10), которая до того в соответствии с (6-7) воз-
растала обратно пропорционально в этой области
с уменьшением т остается постоянной. Из рисунков вид-
но, что в области т<т* разброс Й7пр для данной дли-
тельности увеличивается с 10—15% (средний разброс
И7пр при больших т) до 50%. Граница «жестких» режи-
мов т* зависит от конструктивных особенностей ламп
(типа вводов, величины заэлектродных объемов, радиу-
са гг-, толщины стенки 6, начального давления р0). Так
(рис. 6-8), при внутреннем радиусе 0,8 см; 6/ri~0,19 и
р=0,04 МПа время -г* «1000 мкс для ламп ИФП20000
(1=58 см, диаметр фольгового ввода 18 мм), 600 мкс
для ИФП 25000 (/=87 см, ввод — колпачковый) и
350 мкс для ИФП 8000 (/=25 см, диаметр фольгового
ввода 12 мм). У более тонкой и толстостенной, чем
ИФП 8000, лампы ИФП 5000 (г<=0,57 см, б/гг=0,34,
/=25 см, диаметр фольгового ввода 12 мм) граница
жестких режимов существенно сдвинута в сторону мень-
ших т (т*«250 мкс). Для ламп ИФП 8000 с понижен-
ным начальным давлением ксенона (0,026 вместо обыч-
ного 0,04 МПа) граница режимов сдвигается с т* =
=350 мкс до т* = 150 мкс (рис. 6-9,6).
Характерные явления, наблюдаемые при взрыве бал-
лонов, для каждой из упомянутых областей режимов
сводятся к следующему.
В области нормальных режимов, в которой справед-
ливо соотношение (6-7), взрыв баллона характеризует-
ся особенностями:
а) экспериментальные значения WnP имеют малый
разброс (10%);
Рис. 6-6. Зависимость предельных нагрузок на 1 см2 внутренней по
верхиости различных кварцевых ламп от длительности вспышки. Ли
ния — график зависимости (6-7) [Л. 3-47, 5-16, 6-8].
Гр С,
см см
1 0,25 0,1
2 0,35 0,15
3 0,35 0,15
4 0,57 0,2
5 0,57 0,2
6 0,78 0,15
7 0,78 0.15
8 1.3 0,15
9 1,7 0,15
10 4,7 0,25
"о
МПа
0,053
0,053
0,007
0,04
0,007
0,04
0,007
0,007
0,007
0,007
I. Тип лампы
см
4—4,5 ИСП 1000, ИСК 25
8; 12 ИФП 800, ИФП 1200
8 ИФП 800
3, 25 ИФП 2000, ИФП 5000
25 ИФП 5000
13 Экспериментальная
13 >
30 >
50 *
100 »
Рис. 6-7. Зависимость предельных нагрузок на 1 см длины трубки
от длительности вспышки для ламп с пониженным давлением ксе-
нона или с повышенной толщиной стеики. Наклонные линии соответ-
ствуют (6-7) [Л. 6-3, 6-4, 6-9].
1 — г{=0,8 см, 6/г( -0,19, ро—0,007 МПа; 2 — 0,35 см; 0,43, 0,04 МПа; 3 —
0,95 см. 0,32, 0,04 МПа; 4 — 0,52 см, 0,47, 0,04 МПа.
) U/цр слабо зависит от толщины стенки 6 и началь-
ного давления;
в) при энергиях импульса, близких к каждая
вспышка приводит к повышению напряжения зажига-
ния (см. рис. 6-3) и появляются налет кварца на стен-
ках, а также линии поглощения кремния в спектре из-
лучения ламп [Л. 5-11];
Рис. 6-8. Зависимости предельных нагрузок на 1 см длины трубки
от длительности вспышки для крупногабаритных ламп с обычно при-
меняемыми давлением ксенона и толщиной стенки.
Сплошная линия — расчетный график (6-7); пунктир и штрнхпунктир— линии
экспериментальной зависимости при уменьшенном числе вспышек в серии им-
пульсов (3 вместо 10) [Л.2-36]. Точки —Тд —границы перехода в «жест-
кий» режим» Г|=0»78 см; 6/г*=0»19; ро=О,О4 МПа. / — /=58 см (лампа
ИФП 20000 с фольговым вводом); 2—l=Xi см (ИФП 25000 с колпачковым вво-
дом); 3 — /=25 см (ИФП 8000 с фольговым вводом).
г) за одну-две вспышки до взрыва (при числе им-
пульсов в серии п~^ 10) торцы электродов темнеют и оп-
лавляются, увеличивается напряжение зажигания
(иногда — в несколько раз), у фольговых ламп некото-
рых типов при больших длительностях импульса (10“3с)
на участках фольги, не обжатых кварцем, появляются
вмятины, для образования которых требуется усилие,
эквивалентное давлению 10 МПа (одновременно учаща-
ются случаи перегорания фольги);
д) взрыв баллона приводит к образованию множест-
ва мелких (размером менее 1 мм) осколков и происхо-
Рис. 6-9. Зависимости предельных нагрузок от длительности импуль-
са при разных давлениях ксенона. Сплошные линии —расчетные кри-
вые зависимости (6-7), пунктир — экспериментальные кривые для
нормального режима и штрихпунктир — кривые зависимости (6-25)
[Л. 2-36].
а — лампа ИФП 20000: 1 — 0,04 МПа; 2 — 0,013 МПа; лампа ИФП Б000: 3 —
0,04 МПа; б —лампа ИФП 8000: / — 0,08 МПа; 2 — 0,04 МПа; 3 — 0,027 МПа,
сильными искажениями нормального хода осциллограмм
силы света и разрядного тока.
В области аномально «мягких» режимов (IFnp при
коротких вспышках не уменьшается с уменьшением т),
характерной для ламп повышенной прочности и с пони-
женным давлением ксенона, наблюдаются те же сопут-
ствующие взрыву явления, но экспериментальный раз-
брос значений Ж® существенно возрастает.
Наконец, в области «жестких» режимов (IFnp пропор-
ционально т):
а) разброс экспериментальных значений Ц7Пр дости-
гает 50 %;
б) переход в «жесткий» режим определяется сово-
купностью конструктивных параметров ламп (г/, б, ро, I
и др.);
в) характерны отсутствие налета испарившегося
кварца на стенках, большие размеры осколков при
взрыве (несколько сантиметров), а также отсутствие,
как правило, сопутствующих взрыву искажений осцил-
лограмм силы света и разрядного тока;
Рис. 6-10. Зависимости отнесенной к 1 см3 плазмы предельной мощ-
ности импульса от его длительности для ламп с г,=0,78 см и дав-
лением ксенона 0,04 МПа (незачерненные точки) и смесью 0,013—
0,027 МПа ксенона+400—670 Па азота (зачерненные точки).
1 — лампа ИФП 8000; 2 — ИФП 20000; 3 — ИФП 25000; сплошные линии — жест-
кий режим; пунктир — нормальный режим.
г) более заметно сказывается влияние на 1ГПр увели-
чения заэлектродных объемов ламп.
Существование областей с различным характером
зависимости 1Гпр от т свидетельствует о существовании
различных механизмов разрушения баллонов.
6-4, Возможные механизмы разрушения
трубчатых ламп
В разрушении баллона трубчатых импульсных ламп,
вообще говоря, могли бы участвовать следующие сопро-
вождающие разряд процессы:
а) быстрый нагрев тонкого поверхностного слоя
стенки (главным образом, за счет поглощения излуче-
ния плазмы — на первых стадиях коротковолнового, а по
мере нагрева кварца и смещения его границы прозрач-
ности также и' длинноволнового [Л. З-ЗЗа, 5-11, 5-49,
5-51,5-52]);
б) действие ударных волн, возникающих при расши-
рении канала разряда;
в) действие импульса газокинетического давления
(которое зависит от размеров плазменного объема и на-
чального давления газа, определяющих концентрацию
частиц, в рабочей зоне лампы, и от режима работы, оп-
ределяющего температуру плазмы);
г) распыление материала электродов и стенок, кото-
рое, помимо повышения давления в баллоне, вызывает
ряд химических процессов (диссоциация окислов и Др.),
в конечном счете ведущих к снижению прозрачности
стенок и к увеличению их нагрева.
Для объяснения причин разрушения в литературе
были предложены следующие механизмы:
1) термическое разрушение вследствие появления в
тонком (менее 0,1 мм) слое вблизи внутренней поверх-
ности трубки напряжений сжатия, превышающих раз-
рушающее напряжение материала [Л. 6-10]. Напряже-
ния (в данном случае—растяжения) могут быть связаны
также с кратковременным расплавлением и последую-
щим быстрым затвердеванием тонкого слоя (около
30 мкм) стекла [Л. 6-11] (появление трещин на глуби-
ну расплавленного слоя способствует упрочнению труб-
ки, так как под слоем напряжения отсутствуют);
2) появление трещин на внутренней поверхности
трубки под действием разбрызгивания капель жидкого
металла в ходе эрозии электродов [Л. 6-12];
3) действие ударных волн, возникающих в процессе
развития разряда [Л. 2-36, 6-3, 6-10, 6-13];
4) повышение внутреннего давления в лампе из-за
испарения материала стенок [Л. 2-37, 6-3, 6-14] (в
[Л. 6-15] назывался еще механизм разрушения баллона
реактивным импульсом, вызванным мощным испарени-
ем материала, однако оценка аналогичного воздействия
на материал при его испарении лазерным излучением
[Л. 6-16] приводит к лучистым потокам, значительно
более высоким, чем потоки, достаточные для действия
механизма разрушения давлением);
5) действие импульса давления рабочего газа при
повышении его температуры в процессе разряда [Л. 2-36,
2-37, 6-4, 6-14].
Механизм термического разрушения рассматривает
кратковременное воздействие импульсного теплового по-
тока на внутренюю поверхность трубки, выполненной
из материала с низкой теплопроводностью. Возникаю-
щий в тонком слое около внутренней поверхности труб-
ки термоудар вызывает значительные напряжения сжа-
тия Осж при относительно малых растягивающих напря-
жениях в наружных слоях трубки. Разрушение должно
происходить при Осж—Ор (ор—разрушающее напряже-
ние). При этом предельная энергия должна слабо зави-
сеть от толщины стенки и определяться главным обра-
зом свойствами материала оболочки [Л. 6-10]:
Гпр = —— ]ЛГ nP(l-v)Lv Vт, (6-12)
1 — Тк ОрГК а
где k — коэффициент, близкий к единице и зависящий
от формы импульса: 1—т]е — доля энергии, превращае-
мой в теплоту, v — коэффициент Пуассона; %, а — ко-
эффициенты теплопроводности и температуропроводно-
сти; ар — температурный коэффициент расширения
стекла; Е — модуль упругости; V — внутренний объем
лампы.
При подстановке в выражение (6-12) констант для
кварцевого стекла оно принимает вид:
Гпр - 8,3.10s ———Tjl V%. (6-13)
1 Т]е
Если, например, условно принять т]е=0,7, fe=0,7, то
выражение (6-13) совпадает с (6-7).
Термическая теория, однако, не объясняет ряда со-
путствующих взрыву явлений, свидетельствующих о зна-
чительной роли повышения в лампе давления газа (де-
формация фольги вводов, малые осколки стекла и др.),
а также переходов к аномально мягким и жестким ре-
жимам. Возможно поэтому, что она правильно объяс-
няет только механизм образования в трубках импульс-
ных ламп волосяных трещин, особенно характерных для
стеклянных ламп.
Объяснение взрыва ламп действием эрозии элек-
тродов основывалось на наблюдении, согласно^которому
в местах попадания на поверхность кварцевой трубки
импульсной лампы капель расплавленного металла (в
экспериментальных лампах с неактивированными воль-
фрамовыми электродами) образуются звездообразные,
растрескивания, дающие начало развитию системы во-
лосяных трещин. Это явление, однако, характерно глав-
ным образом для режимов с очень большой длительно-
стью (10~2 с). В лампах серийных конструкций с като-
дами из материала с низкой работой выхода сильной
эрозии электродов (с образованием капель расплавлен-
ного металла) при т«Я0~3 с, как правило, не наблюда-
ется.
Механизм взрыва под действием ударных волн на
первый взгляд согласуется с наблюдаемой при разруше-
нии баллонов в «жестких» режимах зависимостью 1Гпр
от параметров разрядного контура (L, (70) и от конст-
руктивных характеристик ламп (гг-, б, I, ро).
Пользуясь формулой (2-4), связывающей давление
на фронте ударной волны р$ с ее скоростью и характе-'
ристиками газа, и подставляя в нее значение скорости
расширения канала из (2-27), можно, приняв для ксено-
на а=0,3, оценить максимальное значение р$ для срав-
нения с разрывающим давлением лампы рразр:
Рф^З,2(^р\7Г//°-4,
(6-14)
где ро и рф — в мегапаскалях; L — в микрогенри; Uo —
в киловольтах; I — в сантиметрах.
Из (6-14) следует, что условие разрушения трубки
РФ^рразр реализуется только при очень высоких началь-
ных напряжениях и малых длительностях импульса. Так,
для лампы с рразР~2 МПа (длина 58 см, Гг=0,8 см,
Ъ/Гг—0,19 — см. дальше табл. 6-1) взрыва баллона под
действием ударной волны можно ожидать согласно фор-
муле (6-14), принимая ро=О,О4 МПа, £=2мкГ, при Uo>
>100 кВ.
В режимах с т=500ч-1000 мкс скорость ударной
волны не превышает 5-104 см/с [Л. 2-30] и при плот-
ности газа, соответствующей начальному давлению
0,04 МПа (300 мм рт. ст.), наибольшее значение рф ле-
жит заведомо ниже 0,5 МПа.
Механизм разрушения ламп давлением нагретых па-
ров материала стенок может быть' рассмотрен [Л. 6-3,
6-14] на основе представлений об испарении непро-
зрачного материала под действием импульса лазерного
излучения [Л. 6-16]. Согласно этим представлениям при
достижении мощностью излучения, поглощаемой едини-
цей поверхности, критической величины
Z5*^6CQK^% (6-15)
(6с, Q, й — плотность, удельная энергия сублимации и
температуропроводность вещества) практически все из-
лучение, падающее на поверхность после момента /=то,
начинает расходоваться на испарение.
Осуществление совокупности значений Рит, соот-
ветствующих формуле (6-15), является таким образом
критерием начала весьма бурного возрастания плотно-
сти пара облучаемого материала, которое применитель-
но к случаю разряда в кварцевой лампе можно связать
с взрывом баллона давлением пара. В этом случае при-
водящая к взрыву выделенная в разряде энергия долж-
на равняться (при длительности импульса то):
W* = 6cQ а 2лггП^ (6-16)
(1—1%—-доля энергии, поглощенная внутренней поверх-
ностью баллона, приближающаяся, но не равная из-за
возможного запаздывания части тепловых потерь раз-
ряда, к 1—i!]e, где т]е — энергетический к.п.д. лампы).
После подстановки в (6-16) реальных значений г)' =
— 0,54-0,8, а также констант материала полученная
оценка принимает вид:
W* = (33 000-4-13 000) (6-17)
по характеру зависимости от I и то и значению числен-
ного коэффициента близкий к формуле (6-7). Формаль-
но (6-17) определяет энергию, после выделения которой
в разряде интенсивное испарение только должно начи-
наться. Однако ряд процессов — напыление на стенки
трубки легче испаряющейся мелкодисперсной окиси
кремния, снижение прозрачности кварца при его нагреве
и т. д. (см., например, рис. 6-11, свидетельствующий об
увеличении тепловых потерь в кварцевых импульсных
лампах при приближении энергии импульса к предель-
ной) — может существенно уменьшить время, необходи-
мое для начала критического режима (напомним, что
взрыв обычно наблюдается на спаде импульса излуче-
чения с запаздыванием относительно момента достиже-
ния максимума мощности последнего). Из-за этих про-
цессов существенная доля 0 выделенной в разряде энер-
гии W* может к моменту то оказаться израсходованной
на испарение.
Масса испарившегося кварца при затрате на его испа-
рение энергии 0(1—Равна:
(6-18)
Q
Отсюда, принимая, например, 1—т]е'=0,3; 0 = 0,7;
Q=5900 Дж/г, температуру плазмы 14-103 К и предпо-
Рис. 6-11. Зависимость потерь на стенках (т]ст) трубчатой кварце-
вой лампы ИФП 5000 от энергии импульса при ее приближении
к №пр [Л. 3-47].
р к 13 т
ро=0,04 МПа, Т-750 мкс,----———=144 ; 2—ро=О.ОО7 МПа, Т=720 мкс,
23tr.li: см2
-----2Е 136 кВт/см2; 3 — ро=0,04 МПа, т=-250 мкс, 2Е—= 162 кВт/см2.
2я1г(1--------------------------------------------------2лг(1т
можно оценить давление испарившегося материала при
№* = №ПР:
„ _ 300 / т0
Рпр
Г{
(6-19)
(рпр — в мегапаскалях, т0 — в секундах; г< — в сантимет-
рах).
Выражение (6-19), будучи приравнено разрывающе-
му давлению рразр, позволяет найти оценку нижней гра-
ницы длительностей вспышек тМИн, при которых данный
механизм разрушения ламп должен, как и механизм тер-
моудара, характеризоваться пропорциональностью меж-
ду W'np и
*мин~ 1,1 •Ю Ppasp i'
(6-20)
При более коротких импульсах осуществление сово-
купности значений Р* и ю, соответствующих выполнению
условия (6-15), уже должно быть недостаточным для
взрыва лампы и взрыв под действием того же механиз-
ма должен наступать при постоянном, не зависящем от
то значении И7пр, определяемом выражением:
W7np = 20 000^/]/^ (6-21)
[тмив — постоянная, определяемая из 6-20) ].
Отмеченная в ряде экспериментальных работ [Л. 2-36,
6-3, 6-7, 6-9], характерная для ламп с особо прочной
трубкой или низким давлением газа область аномально
мягких режимов с длительностью вспышки короче опре-
деленного значения (см. рис. 6-6, 6-7), по порядку значе-
ний согласующегося с оценкой (6-20), служит подтверж-
дением реальности данного механизма. С ним также
вполне согласуются экспериментальные данные относи-
тельно предельных нагрузок, связанных с повышением
напряжения зажигания ламп (небольшое испарение
кварца приводит к загрязнению инертного газа молеку-
лярными примесями — см. § 1-3), возрастающих пропор-
ционально ]/т,_ подобно тому, как растет согласно (6-16)
W7*, связанная со взрывом. Другие наблюдения, касаю-
щиеся взрывов ламп при нормальных и мягких режимах
(деформация фольговых вводов, множественность оскол-
ков, появление в спектре линий поглощения кремния,
напыление налета окиси кремния и окисление электро-
дов продуктами диссоциации последней), также естест-
венно из него вытекают.
Оценки с помощью формулы (6-19) рпр показывают,
что для нормальных режимов с длительностью импуль-
са 10~3 с давление паров материала стенок в критиче-
ском режиме может достигать больших значений
(10 МПа), намного превышающих разрывное давление
Рразр (равное, например, для лампы ИФП 8000,
2,6 МПа — см. табл. 6-1). Учитывая также свойственный
данному механизму при т>тМИи крутой рост давления
(пропорциональный мощности в степени 3,5) после до-
стижения критического режима [Л. 6-16], можно счи-
тать естественным малый разброс значений lFnp (Ю/о)
при большом (50%) разбросе для реальных образцов
ламп значений рразР, в том числе наблюдаемую в обла-
сти нормальных режимов слабую зависимость l^np от
толщины стенки (в области аномально мягких режимов,
в которой не обеспечивается избыточное давление паров,
разброс и зависимость от толщины стенки возрастают).
Таким образом, на основе механизма разрушения
ламп давлением нагретых паров материала стенок вполне
можно объяснить всю картину нормальных и аномально
мягких режимов разрушения ламп. Однако закономер-
ности, наблюдаемые в области жестких режимов, с по-
мощью этого механизма объяснить невозможно.
Действие импульса давления при нагреве наполняю-
щего газа считалось слишком слабым по сравнению с
пределом прочности рразр ламп обычных типов, чтобы
служить причиной их взрыва, особенно при длительно-
стях около 10~3 с [Л. 6-3, 6-14]. Однако разрывное дав-
ление цилиндрической полости, оцениваемое, например,
по общеизвестной формуле
Рразр- (W+1°P (6‘22)
(7?, г — наружный и внутренний радиусы; ор—разру-
шающее напряжение), может в несколько раз превосхо-
дить реальную прочность баллона. Эта формула не учи-
тывает ослабленной прочности отдельных участков, на-
пример в местах запайки ввода или штенгеля или в
других местах с неоднородностями стенки по толщине,
кривизне, остаточным напряжениям и т. д., возникаю-
щих в процессе разряда, особенно у электродов на краю
нагреваемой плазмой внутренней поверхности, термичес-
Статические разрывающие давления импульсных ламп
Тип лампы Тип и диаметр ввода, см ri* см Ь/г
ИФП 800 Фольговый, 0,7 0,35 0,43
ИФП 5000 Фольговый, 1, 1 0,57 0,35
ИФП 8000 Фольговый, 1, 1 0,8 0,19
ИФП 20000 Фольговый, 1,8 0,8 0,19
ИФП 25000 Колпачковый 0,8 0,19
Запаянная кварцевая -—
трубка 0,8 0,19
ких напряжений [Л. 6-10], а также неточности оценки
Пр, которое на самом деле существенно зависит от раз-
меров образца и состояния его поверхности (например,
может снижаться за счет воздействия предыдущих раз-
рядов).
Роль факторов, ослабляющих прочность реальных
импульсных ламп, видна из табл. 6-1, в которой
экспериментальные статические значения ppasp [Л. 2-36]
сопоставлены со значениями, рассчитанными по форму-
ле (6-22) (в последнюю подставлялась пр=600 кг/см2,
найденная с помощью той же формулы из эксперимен-
тальных статических значений рразр для запаянной од-
нородной кварцевой трубки — см. последнюю строку
таблицы). Здесь для каждого типа ламп указаны основ-
ные размеры, включая отношение У3/Ул балластных и
рабочих объемов, и соответствующая оценка уменьше-
ния плотности Мсо/но из-за его частичного ухода в при-
электродные пространства, полученная по форму-
ле (2-29).
Как видно из таблицы, экспериментальные величины
Рразр для ламп с фольговыми вводами намного ниже
Рразр запаянной однородной трубки (в 3—5 раз). Можно
предположить, что значения статического рразр Для ламп
определяются главным образом механической прочно-
стью места спая фольги с утоньшенной в этом месте
кварцевой трубкой (это согласуется с увеличением рразр
при уменьшении диаметра ввода).
Таблица 6-1
и оценка рразр по данным о U7np
Z, см V IV п со «0 Р-__~, МПа 'разр
Экспери- мент Расчет по (6-22) Расчет по (6-25)
8 0,15 0,5 6,7 20 >6,0
25 0,09 0,55 3,5 18 3,4
25 0,035 0,64 2,6 10 2,5
58 0,11 0,53 2,1 10 1,8
87 0,1 0,51 >6,0 10 3,6
25 — — 10 10 —
Оценку максимального давления, возникающего в
этих лампах при разряде, можно произвести, используя
экспериментальные данные о температуре плазмы
([Л. 2-5, 2-22, 5-40] — см. также гл. 2) с учетом влияния
ухода газа в балластные объемы. Соответствующая при-
ближенная зависимость имеет вид [Л. 2-36]:
Рхе = 2«Л [16,7 Ро + 1,2-10-4 (ро/О,О4)°-з /], (6-23)
где рХе, ро — в МПа; j — в А/см2; пт/п0 определяется из
выражения (2-30).
Характер зависимости j от энергии импульса можно
представить в виде [Л. 2-36]
/• = (ро/0,04)о-!5(^Г. (6-24)
\УЛ т/
Приравнивая рХе при предельной энергии к Рразр и
допуская, что данный механизм должен объяснять ано-
мально жесткие режимы с длительностью короче т*
(рис. 6-8), находим из (6-23) и (6-24):
П7 __ 24-103 Рразр
ПР~ (Ро/0,04)0’3 L °’2/гт/«0
167 р013/2>лт (6-25)
(Пл — в см3; 1Ппр — в джоулях; г — в секундах). Это вы-
ражение, действительно, характеризует линейную зави-
симость 1Ипр от г.
Как видно из рис. 6-9, значения 1Ипр, рассчитанные
по формуле (6-25) с использованием экспериментально
полученных величин рразр (табл. 6-1) и значений птс/по
и nz/n0, оцененных с помощью формул (2-29) и (2-30),
удовлетворительно согласуются с результатами экспе-
риментов для ламп с фольговыми вводами ИФП 8000 и
ИФП 20000 при начальных давлениях 0,026 — 0,04 МПа.
Худшее соответствие эксперименту графика при ро=
= 0,08 МПа, возможно, объясняется тем, что при боль-
ших начальных давлениях столб разряда несколько кои-
трагируется [Л. 2-37].
Как видно из табл. 6-1, экспериментальное значе-
ние рразр для лампы с колпачковым вводом (ИФП 25000)
примерно в 2 раза превышает расчетное, определенное
путем подстановки в формулу (6-25) экспериментального
значения 1Ппр. Это приходится объяснять термическими
напряжениями, возникающими в процессе разряда, или
снижением оу из-за нарушения однородности поверхно-
сти стенки предыдущими импульсами. Вследствие этого
у ламп с колпачковыми вводами, несмотря на повышен-
ную статическую прочность их ввода, динамическая
прочность может снижаться до динамической прочности
у фольговых ламп (например, ИФП 5000).
Таким образом, имеющийся экспериментальный ма-
териал свидетельствует о том, что взрывы ламп в ано-
мально жестких режимах можно объяснить давлением
нагретого инертного газа.
Глава седьмая
ЭКСПЛУАТАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ИМПУЛЬСНЫХ ЛАМП
7-1. Пусковые характеристики
Свойства управляемости импульсных ламп или воз-
можность получения световых импульсов в заданные мо-
менты времени описываются рядом характеристик, кото-
рые определяют условия зажигания импульсного разря-
да. Эти характеристики называются пусковыми. К ним
относятся:
интервал напряжения между основными электрода-
ми лампы, в пределах которого обеспечивается управля-
емое зажигание разряда (диапазон управляемости);
мощность (энергия), выделяющаяся в канале вспо-
могательного разряда;
время запаздывания импульса излучения относитель-
но импульса зажигания;
функциональные связи между указанными парамет-
рами, а также зависимости параметров зажигания от
конструктивных и эксплуатационных факторов.
Интервал напряжений между основными электро-
дами, в пределах которого возможно управляемое за-
жигание ламп, ограничивается напряжениями зажига-
ния и самопробоя. Оба эти напряжения для разных
образцов ламп и разных условий их зажигания (пара-
метры импульса зажигания, условия внешней ионизации,
расположение электрода зажигания, а также внешних
проводников, образующих емкостные связи с плазмен-
ным шнуром, и т. п.)' могут оказаться существенно раз-
личными. Поэтому для целей эксплуатации нормируется
более узкий диапазон напряжений питания ламп, ог-
раничиваемый наименьшим и наибольшим допустимы-
ми напряжениями, в пределах которых обеспечивается
надежное (с заданной высокой вероятностью) зажига-
ние разряда вне зависимости от изменения условий
эксплуатации-
Напряжение зажигания зависит от мощности вспо-
могательного разряда («поджига»). Однако степень вли-
яния мощности поджига различна на разных интерва-
лах ее возможного изменения. Особенно заметно это
влияние при малой энергии импульса зажигания, близ-
кой к минимально необходимой для образования самого
вспомогательного разряда, а также в области высоких
энергий, когда существенно повышается проводимость
канала вспомогательного разряда. Наличие области
слабой зависимости напряжения зажигания от мощно-
сти поджига позволяет нормировать напряжение надеж-
ного зажигания ламп и иметь довольно широкие преде-
лы изменения параметров зажигающего импульса.
Принципиальное различие способов зажигания труб-
чатых и шаровых импульсных ламп (применение в по-
следних внутреннего электрода зажигания) обусловли-
вает разный характер физических механизмов процесса
зажигания разряда и, следовательно, отличающиеся за-
висимости между соответствующими параметрами.
Процесс зажигания и основные пусковые характери-
стики трубчатых импульсных ламп рассмотрены в § 1-3.
Приведенные в нем данные можно дополнить практиче-
ски важной для некоторых областей применения ламп
зависимостью времени запаздывания зажигания от ра-
бочего напряжения лампы. Запаздывание вспышки от-
носительно импульса зажигания (в наибольшей степени
зависящее от характеристик лампы) оценивается отрез-
ком времени tA, измеряемым от момента образования
вспомогательного разряда до момента резкого нараста-
ния светового потока или силы тока лампы (этот мо-
мент обычно определяется по уровню 0,1 максимального
значения соответствующего параметра). Другие состав-
ляющие запаздывания (время нарастания напряжения
импульса зажигания или импульса силы света')' в боль-
шей степени зависят от параметров схемы включения
ламп и здесь не рассматриваются.
На рис. 7-1 приведены зависимости запаздывания
разряда от напряжения Uq. Пунктирный график, осно-
ванный на тех же данных, перестроенных относительно
аргумента UqIU3, показывает, что изменение давления
газа и длины трубки влияет на запаздывание (при одина-
ковых параметрах импульса зажигания) так же, как и
на напряжение зажигания.
Рис. 7-1. Зависимости времени запаздывания tA от напряжения пи-
тания Uo (сплошные линии) и отношения UofU3 (пунктир) для квар-
цевых ксеноновых ламп с внутренним диаметром трубки 1,7 см при
последовательном включении импульсного трансформатора (рис.
1-2, в). Us определялось при вероятности 0,95.
1. 2 и 4 — ро=ОО4 МПа; 3 — рс=0,093 МПа; / — 1=1,7 см; 2 н 3 — 1=27 см; 4 —
/—84 см [Л. 7-1].
Управляемый пробой короткого разрядного проме-
жутка в импульсных источниках света с искровым ка-
налом, не ограниченным стенками (шаровые импульс-
ные лампы), осуществляется с помощью одного или не-
скольких вспомогательных электродов зажигания, концы
которых вводятся непосредственно в область промежут-
ка между основными электродами (см. рис. 1-2,6). Про-
бой происходит при напряжении, меньшем, чем £/сам (на-
пряжение самопробоя). Маломощный вспомогательный
импульс высокого напряжения UB, приложенный к элек-
троду зажигания, образует между ним и хотя бы одним
из основных электродов тонкий искровой канал, вызы-
вающий пробой основного промежутка, если между глав-
ными электродами создана достаточная разность потен-
Рис. 7-2. Типичные конструктивные схемы искровых промежутков со
вспомогательными электродами и соответствующие осциллограммы
напряжения вспомогательного импульса зажигания UB, тока в ос-
новном разрядном промежутке iA и во вспомогательном промежут-
ке гв.
А — анод; /( — катод; 77 — электрод зажигания; Р —электрод вспомогатель-
ного разрядника; /в — время нарастания напряжения на электроде зажига-
ния до момента образования вспомогательного разряда; /д—время запазды-
вания основного пробоя относительно вспомогательного разряда, определенное
по уровню ОД пикового значения тока i-в разрядном контуре; t —общее
Л 3
время задержки основного пробоя.
циалов. Типичные конструктивные схемы управляемых
разрядных промежутков в шаровых лампах показаны
на рис. 7-2. Здесь же даны примеры характерных осцил-
лограмм напряжения импульса зажигания и тока основ-
ного разряда для соответствующих разрядных проме-
жутков, иллюстрирующие развитие во времени процесса
пробоя.
Управляемый пробой между основными электродами
при напряжениях ниже С7сам и формировании вспомога-
тельного канала, перекрывающего только часть проме-
жутка между основными электродами, .может быть свя-
зан с действием таких ионизирующих факторов, как
фотоэффект в газе и на поверхности электродов, вызван-
ный коротковолновым излучением вспомогательной ис-
кры, возбуждение разряда вследствие быстрого роста
ударной ионизации в области пониженной плотности
газа, возникающей за счет вспомогательной искры, рез-
кое изменение электрического поля в непосредственной
близости от электрода зажигания в момент подачи на
него импульса и как следствие этого образование в раз-
рядном промежутке участков с большим перенапряже-
нием, на которых развиваются интенсивные ионизацион-
ные процессы [Л. 1-1, 7-2].
Конструктивная схема, приведенная на рис. 7-2, а,
в которой электрод зажигания П изолированно располо-
жен в отверстии одного из основных электродов (чаще
катода) К, а канал вспомогательной искры образуется
между наружным краем отверстия и концом электрода
зажигания, широко применяется в управляемых искро-
вых разрядниках, называемых тригатронами [Л. 7-2—
7-4] и в разборных импульсных лампах [Л. 7-5] (в отпа-
янных лампах используется сравнительно редко).
В зависимости от соотношения размеров тригатрон-
ного промежутка и параметров разряда выделяются три
физических механизма, играющих в каждом конкретном
случае доминирующую роль в развитии пробоя трига-
тронов [Л. 7-2, 7-4, 7-6].
Для случая, когда длины вспомогательного и основ-
ного промежутков тригатронов примерно равны, рабочее
напряжение f70>0,8 t/сам. полярность импульса зажига-
ния обратна по отношению к электроду А и напряжение
импульса и крутизна его фронта нарастания достаточно
высоки, основным фактором, обусловливающим пробой,
является резкое усиление напряженности электрическо-
го поля у конца электрода зажигания П и быст-
рый рост разности потенциалов между электродами А
и П в момент приложения импульса. Отличием пробоя
в этих условиях является его возникновение одновремен-
но с моментом пробоя вспомогательного промежутка
(иногда даже с некоторым опережением) и слабая зави-
симость запаздывания от напряжения и мощности, за-
жигающего импульса. При значительной крутизне фрон-
та импульса зажигания и больших перенапряжениях в
основном разрядном промежутке в момент приложения
импульса, а также малой индуктивности разрядного
контура возможно получение весьма малых времен сра-
батывания разрядника. В этом случае время развития
разряда становится соизмеримым с временем роста ла-
вины до ее перерождения в стример (такой разряд по-
лучил название импульсного наносекундного пробоя
[Л. 7-7]).
В тригатронах с длиной основного разрядного промежутка, су-
щественно большей вспомогательного, развитие основного пробоя
при небольшой мощности вспомогательного разряда определяется
вызванной последним фотоионизацией (искажение поля имеет мень-
шее значение). Запаздывание зажигания доходит при этом до десят-
ков микросекунд и имеет значительный статистический разброс, а
удовлетворительная управляемость достигается при напряжениях,
близких к Uсам. При зажигании такого тригатрона мощным вспомо-
гательным разрядом из промежутка П — К в основной разрядный
промежуток распространяется облако плазмы, благодаря чему резко
снижается пробивная прочность промежутка К. — А и оказывается
возможным управление пробоем при весьма низких напряжениях (до
t7o<5O,O5 Псам). Запаздывание пробоя в данном случае определяется
временем проникновения плазмы в главный промежуток и сущест-
венно зависит от электрических параметров контура зажигания и
длины промежутка К — А. Полярность импульса зажигания практи-
чески не влияет на запаздывание. Обычно время запаздывания со-
ставляет десятки микросекунд и имеет заметный разброс. За счет
направленного в сторону анода факельного выброса плазмы мощ-
ного вспомогательного разряда можно несколько улучшить прост-
ранственную стабилизацию канала основного разряда (при частоте
вспышек до 20—30 Гц [Л. 7-8]).
Механизмы пробоя многоэлектродных промежутков
по схемам рис. 7-2, б—г выяснены в меньшей степени.
Однако имеющиеся материалы [Л. 5-106, 7-2, 7-3, 7-9 —
7-16], позволяют представить качественную картину
процессов. Пробой основного промежутка происходит
в них, как правило, с некоторым запаздыванием /а после
пробоя промежутка К — Пи сформирования вспомога-
тельного разряда- Исключение составляют предельные
режимы, при которых напряжение или мощность им-
пульса зажигания очень велики [Л. 7-15] или Uo близко
к t/сам, когда основной разряд возникает практически
одновременно с пробоем вспомогательного промежутка.
Процесс развития пробоя промежутка П—А определяет-
ся в основном двумя факторами: фотоионизацией от
вспомогательного разряда и быстрым нарастанием на-
пряженности поля на участке П — А после того, как
промежуток К-—П замкнулся каналом искры зажига-
Рис. 7-3. Зависимости времени запаздывания tA основного пробоя
относительно вспомогательного разряда (а) и наибольшего абсолют-
ного разброса времени запаздывания &tA (б) от отношения U.o/4Ja
для трехэлектродного разрядного промежутка (конструктивная схе-
ма рис. 7-2, б).
Длина промежутка ,д=4,5 мм, ________jj=lA мм* ксеи01Г- — 0,033 МПа; 2
0,067 МПа; 3 — 0,1 МПа; 4 — 0,2 МПа; 5 — 0,3 МПа; 6 — /^_д=5,5 мм, I=
=0,5 мм, ксенон, 0,3 МПа. При определении U3 принималось, что вероятность
пробоя равна 0,95 [Л. 7-14].
ния. С этого момента почти все напряжение с/0 оказыва-
ется приложенным к промежутку П—А и напряжен-
ность поля на этом участке увеличивается пропорци-
онально отношению длин промежутков К—А и П—А.
Если принять минимальное напряжение зажигания Us
многоэлектродного промежутка, имеющее в данных усло-
виях строго определенное значение, за аналог статиче-
ского пробивного напряжения, то отношение U0/-Us пред-
ставляет собой перенапряжение. Зависимость времени
запаздывания пробоя tA от отношения Uol}Us для трех-
электродного промежутка, (рис. 7-3) аналогична зави-
симости запаздывания пробоя от перенапряжения для
двухэлектродного промежутка, упомянутой в § 1-2.
Здесь также наблюдаются большие запаздывания про-
боя и статистический разброс в области малых перена-
пряжений (UO~US) и быстрое уменьшение /д с ро-
стом U0IU3 до значений, определяемых временем форми-
рования канала вспомогательного разряда. Изменение
давления газа (ксенона) от 0,03 до 0,3 МПа не оказы-
вает влияния на /д при постоянстве UqIUs.
Управление пробоем с помощью одного вспомога-
тельного электрода по схеме рис. 7-2,6 весьма распро-
странено в выпускаемых шаровых импульсных лампах
благодаря своей простоте и эффективности. Изменением
расположения электрода зажигания относительно основ-
ных электродов можно в широких пределах варьировать
пусковые характеристики ламп. Представление о вли-
янии на диапазон управляемости по анодному напряже-
нию, на время запаздывания и на необходимое пиковое
напряжение вспомогательного импульса (при котором
обеспечивается надежное зажигание основного разряда)
расположения электрода зажигания П по отношению
к основным электродам (т. е. длины участка К—П)
в режиме редких вспышек (менее 0,1 Гц) дает рис. 7-4.
Из рисунка видно, что наибольший диапазон управля-
емости по Uo (область, заключенная между графиками
напряжений самопробоя t7caM и зажигания tUB, на рисун-
ке заштрихована) и минимальное /д наблюдаются при
помещении электрода зажигания на равных расстояниях
от основных электродов. Однако в этом случае велико
напряжение пробоя вспомогательного промежутка им-
пульсом зажигания (кривые С7В), несколько зависящее
от полярности импульса зажигания. При положительной
полярности UB и размещении электрода зажигания
ё прйкатоднон половине разрядного промежутка обсс-
починаются более благоприятные условия управления
.пробоем. Это видно из сопоставления левых и правых
ветвей приведенных зависимостей. В точках максиму-
|МОв кривых иъ канал вспомогательного разряда пример-
но равновероятно образуется на участках К—П или
Рис. 7-4. Зависимости диапазона управляемости трехэлектродного
разрядного промежутка (заштрихованная область между 'UcaK
и кривой иа[иСам), напряжения пробоя вспомогательного проме-
жутка импульсом зажигания разной полярности (+) UB и (—) UB
и времени запаздывания основного пробоя /д от различных вариан-
тов расположения электрода зажигания. Ксенон, 0,3 МПа, /=4,5 мм,
расстояние от вершины электрода зажигания до оси основных элек-
тродов 1 мм, С7Сам=7,5 кВ, вероятность пробоя 0,95, освещенность
разрядного промежутка перед пробоем 100 лк; график tA получен
при t/o/t/3«l,5 и t/„=—22+24 кВ [Л. 7-14].
\П— А. При увеличении энергии импульса зажигания
от 1 до 50 мДж характер изменения .Д3 и U в зависимо-
сти от расположения электрода зажигания существен-
ным образом не меняется. Резкое уменьшение (до 5—6
раз) абсолютных значений £73 и tA наблюдается при уве-
личении энергии поджига от 1 до 15—20 мДж. Дальней-
ший рост энергии не приводит к заметному снижению
Д3 и tA [Л. 5-106, 7-16].
Зажигание импульсных ламп с помощью нескольких
вспомогательных электродов, введенных в разрядный
промежуток по схемам рис. 7-2, в, применяемое главным
образом в маломощных строботронах [Л. 7-11—7-13],
позволяет управлять моментом основного пробоя удли-
ненных искровых промежутков при существенно мень-
ших, чем в предыдущем случае, анодных напряжениях.
Размещение концов электродов зажигания по оси раз-
рядного промежутка улучшает пространственную ста-
бильность канала разряда. Формирование вспомогатель-
ного разряда импульсом зажигания для таких ламп
заключается в последовательном пробое отдельных
разрядных промежутков, образованных электродами, в
направлении от катода к аноду. В результате этого вспо-
могательный канал перекрывает межэлектродное про-
странство на участке К—Пп. Промежуток Пп—А проби-
вается под действием анодного напряжения (при Uo^
^U3). Этим завершается начальная стадия основного
пробоя. Такой пробой обеспечивается, если пробивное
напряжение промежутка К— ГЦ существенно меньше
напряжения пробоя каждого из остальных, для чего
длина промежутка К — ГЦ должна быть в 3—10 раз
меньше длины любого из остальных промежутков. При
подаче напряжения импульса зажигания через раздели-
тельные конденсаторы С\, С2, ..., Сп одновременно на
все вспомогательные электроды первым пробивается
участок К — ГЦ. В момент пробоя потенциал электрода
771 падает практически до нуля. Разность потенциалов
между электродами ГЦ—/72 и ионизирующее воздействие
искры в промежутке К— ГЦ приводят к пробою проме-
жутка 77)—77г и т. д. Для того чтобы спад напряже-
ния, наблюдаемый на остальных электродах в момент
пробоя предшествующего промежутка («зубцы» на ос-
циллограммах рис- 7-2,в), не влиял на последующее
развитие пробоя, необходимо, чтобы емкости раздели-
тельных конденсаторов (Ц, С2, ..., Сп по крайней мере
на порядок превышали емкость электродов зажигания
относительно земли [Л.7-3, 7-11]. Обычно в схемах за-
жигания промышленных строботронов емкость раздели-
тельных конденсаторов составляет 10—25 пФ.
Предельный случай управляемого зажигания много-
электродного разрядного промежутка иногда описывает-
ся зависимостью напряжения зажигания U3 от напря-
жения вспомогательного импульса на вспомогательных
электродах, называемой нижнеи границей диапазона
управляемости по рабочему и .управляющему напряже-
ниям [Л-7-13]. Примеры таких характеристик при веро-
ятности пробоя не ниже 0,95 приведены на рис. 7-5. Кри-
вые 2, 3 и 4 иллюстрируют изменение нижней границы
управляемости от давления ксенона.
Рис. 7-5. Нижние гр а
ницы диапазона управ-
ляемости многоэлект-
родных импульсных
ламп типа ИСШ 2
(конструктивная схе-
ма — рис. 7-2, в).
Пунктир — работа с
включенным вспомо-
гательным разрядни-
ком; сплошные ли
нии — без разрядника
ксенон.
/ и 2 — 0,044 МПа; 3 —
3,08 МПа; 4 -г 0,013 МПа
[Л. 7-13}.
Пробой многоэлектродных разрядных промежутков
при малых перенапряжениях (вблизи нижней границы
диапазона управляемости) весьма чувствителен к внеш-
ним ионизационным факторам: радиационному фону,
подсветке и частоте повторения разрядов [Л. 7-12, 7-13].
Для снижения и стабилизации напряжения пробоя при-
катодного промежутка, определяющего ход последующе-
го процесса пробоя, применяется предварительная под-
светка этого промежутка излучением маломощной ис-
кры, возникающей непосредственно в колбе импульсной
лампы между электродами вспомогательного разрядни-
ка [Л. 7-12], аналогично управлению искровыми реле.
Питание вспомогательного разрядника осуществляется
через еще один разделительный конденсатор, обычно
тем же импульсом зажигания, который подается на
вспомогательные электроды. Эффективность подсвет-
ки искрой разрядника видна из сравнения осциллограмм
напряжения на электродах зажигания, приведенных на
рис. 7-2, в при ра отающем разряднике (кривая 1) иёз
него (кривая 2), а также нижних границ диапазона
управляемости на рис. 7-5 (пунктирная и сплошные
кривые')'.
Наименьшее напряжение зажигания лампы при ис-
пользовании минимального напряжения вспомогательно-
го импульса может быть получено путем последователь-
ного пробоя отдельных частей разрядного промежутка
по схеме рис. 7-2, г в некоторых чертах аналогичного
пробою каскадных разрядников [Л. 7-3]. Пробой самого
короткого промежутка К—П\ (0,1—0,4 мм) способ-
ствует образованию вспомогательного канала на участке
К — П2, который в свою очередь стимулирует пробой
промежутка К—А под действием анодного напряжения.
Наибольший диапазон управляемости достигается при
положительной полярности электрода П2, соответству-
ющей максимальной равномерности электрического по-
ля между основными электродами, при которой одно-
временно со снижением U3 возрастает Псам [Л. 5-106].
Оптимальным является соотношение потенциалов на
электродах П2 и А, пропорциональные напряжениям са-
мопробоя соответствующих промежутков. В промыш-
ленных типах ламп с двумя электродами зажигания, на-
пример ИСШ 5 и ИСШ 7, это соотношение выполняет-
ся при ПП2~ (0,74-0,85) Uo- Для управления пробоем
длинных разрядных промежутков возможно использова-
ние и нескольких вспомогательных электродов. Вырав-
нивающие потенциалы на каждом из них определяются
из тех же соображений, что и для одного электрода.
Время запаздывания основного пробоя /а относительно
момента пробоя управляющего промежутка К — П\
в схеме рис. 7-2, а зависит главным образом от Uo и Uni
При (7гг2/По~О,8 и £70/(7з~ 1,54-2 обычно/а<1 мкс, но
с уменьшением Uo/U3 резко возрастает, достигая десят-
ков микросекунд.
7-2. Частотные характеристики
Возможность использования импульсной лампы
в широком диапазоне частот определяется, с одной сто-
роны, свойствами самой лампы, связанными с ее кон-
струкцией, а с другой — режимом ее электрического пи-
тания: временным ходом напряжения на накопительном
конденсаторе и его емкостью, способами его заряда.,
а также инициирования и прекращения тока в разряд-
ном промежутке и т. п.
Частотные свойства лампы зависят от многих физи-
ческих механизмов, происходящих в промежутке в пос-
леразрядный период: остывания плазменного столба, де-
ионизации газа (благодаря объемной рекомбинации и
рекомбинации на стенках баллона и на поверхностях
электродов), выравнивания плотности и температуры
газа во внутреннем объеме лампы после возмущения
искровым разрядом, остывания электродов и стенок бал-
лона (сопровождающегося восстановлением низкой про-
водимости последних) и ряда других процессов. Сово-
купность этих механизмов приводит к тому, что частотные
возможности ламп ограничиваются временем вос-
становления электрической пробивной прочности искро-
вого промежутка в послеразрядный период, стабильно-
стью параметров световых вспышек на таких частотах,
при которых процессы восстановления еще не успевают
завершиться и, наконец, возможностью модуляции све-
тового потока лампы при таких частотах повторения
вспышек, когда не успевают завершиться процессы вы-
свечивания плазмы между двумя импульсами тока. На-
иболее существенным с точки зрения технического ис-
пользования импульсных ламп является первое огра-
ничение.
Нарушения (сбои) регулярной работы импульсных
ламп в частотном (стробоскопическом) режиме бывают
трех видов.
В ходе импульсного разряда напряжение на накопи-
тельном конденсаторе снижается до напряжения погаса-
ния, при котором ток в разрядном промежутке падает
до нуля. Если перед этим моментом накопительный кон-
денсатор несколько дозарядить, удержав на уровне,
превышающем напряжение погасания, то разряд
не прекратится. При этом лампа теряет управляе-
мость и перестает работать как импульсный источник
света, что соответствует первому виду нарушений регу-
лярной работы — переходу в режим непрерывного го-
рения.
Если после вспышки ток полностью прекращается,
то уже через несколько десятков — сотен микро-
секунд разрядный промежуток лампы существенно
меняет свои электрические свойства. С увеличением
време.нд, прошедшего после вспышки, напряжение, ко-
торое может быть приложено к лампе без возобновле-
ния в ней тока, быстро возрастает — происходит процесс
восстановления электрической пробивной прочности лам-
пы, по завершении которого пробивная прочность ее га-
зового промежутка достигает своего первоначального
значения (напряжения самопробоя лампы в холодном со-
стоянии). Зависимость от времени максимального
напряжения, которое можно приложить к лампевпосле-
разрядный период без возобновления тока, называют
характеристикой восстановления электрической пробив-
ной прочности (ВЭПП). В случае заряда накопительно-
го конденсатора (подключенного непосредственно к элек-
тродам лампы) с такой скоростью возрастания напря-
жения, при которой оно в какой-то момент превысит
электрическую пробивную прочность разрядного проме-
жутка, возрастающую в ходе ВЭПП, происходит само-
произвольный пробой («самопробой») лампы, соответ-
ствующий второму виду нарушений регулярной работы
импульсных ламп. Самопроизвольные пробои обычно
возникают случайно, сопровождаясь вспышками пони-
женной и непостоянной интенсивности.
Третьим видом нарушений регулярности вспышек им-
пульсной лампы в стробоскопическом режиме являются
пропуски вспышек, которые чаще всего наблюдаются на
высоких частотах при небольших напряжениях на лам-
пе. Одной из возможных причин пропусков может, на-
пример, быть сильный разогрев стекла баллона лампы,
при котором увеличивается его проводимость и проис-
ходит частичное экранирование разрядного промежутка
проводящими стенками от вспомогательного импульса
напряжения, подаваемого на внешний электрод зажига-
ния. Иногда появление пропусков связано с загрязнени-
ем наполнения лампы примесями молекулярных газов,
возникающими при нагреве конструктивных элементов,
с газодинамическими процессами, вызванными отраже-
нием волн сжатия от баллона или электродов, или с
уменьшением мощности вспомогательных импульсов на-
пряжения.
Два первых — наиболее существенных — вида нару-
шений регулярности связаны с нарушением нормального
хода восстановления электрической прочности проме-
жутка. Поэтому характеристики ВЭПП являются важ-
нейшим элементом всей совокупности частотных харак-
теристик импульсных ламп.
Экспериментальноеопределениехарактеристики
ВЭПП в заданном режиме работы (без отключения лам-
пы от накопительного конденсатора), строго говоря, сле-
довало бы производить путем варьирования временного
хода напряжения на конденсаторе в интервалах между
вспышками и подбора максимально быстрого его нара-
стания, при котором бы еще сохранялась полная управ-
ляемость лампы, но при небольшом превышении которо-
го в любой точке зарядной кривой начинались бы оди-
ночные самопроизвольные пробои. Однако ввиду
сложности осуществления соответствующей установки
для снятия характеристик ВЭПП используются схемы,
в которых на лампу в различные моменты интервала
между вспышками подаются зондирующие импульсы
напряжения регулируемой величины. По напряжениям
импульсов, при которых возникают первые пробои газо-
вого промежутка в различных фазах заряда конденса-
тора, могут быть построены соответствующие кривые
ВЭПП.
Например, в [Л. 7-17—7-20] кривые ВЭПП импульсных ламп и
воздушного искрового промежутка определялись с помощью импуль-
сного генератора, собранного на мощных электронных лампах, кото-
рый заряжал накопительный конденсатор короткими импульсами не-
посредственно перед вспышкой. После пакета из 32 регулярных
импульсов в интервале между очередными вспышками на лампу с ре-
гулярным запаздыванием подавался зондирующий импульс. Регистри-
ровались запаздывание импульса и напряжение, при которых веро-
ятность зондирующего пробоя составляла 5, 50 или 95%. По этим
данным строились кривые ВЭПП соответственно с 5%, 50% и 95%-
ной вероятностью пробоя.
В [Л. 7-21—7-24] кривые ВЭПП снимались при подаче на лампу
в интервалах между вспышками зондирующей «ступеньки» напряже-
ния (рис. 7-6), сдвинутой на некоторый интервал времени относи-
тельно предыдущего разряда. Питание лампы в стробоскопическом
режиме осуществлялось путем заряда накопительного конденсатора
до рабочего напряжения за время 1—3 мкс перед очередной вспыш-
кой. Высота зондирующей «ступеньки» регулировалась в широких
пределах и могла быть больше или меньше рабочего напряжения
лампы (точка А на рис. 7-6). Путем варьирования высоты и времени
запаздывания «ступеньки» регистрировались такие значения, при ко-
торых происходили только одиночные (около одного в секунду)
пробои промежутка под действием зондирующего напряжения и по
этим данным строились кривые ВЭПП. Кроме кривых ВЭПП для
некоторых ламп определялись кривые хода напряжения, соответст-
вующие почти 100%-ной вероятности пробоя промежутка. Примеры
типичных кривых обоих видов для некоторых трубчатых и шаровых
импульсных ламп представлены на рис. 7-7, на котором для ламп
двух типов заштрихованы зоны с вероятностью пробоя примерно от
1 до 99%. Предполагая нормальное распределение вероятностей са-
мопробоя в этом интервале, можно по этйм данным оценить вероят-
ность нарушения регулярной работы ламп при заряде конденсатора
по любому принятому закону.
Анализ полученных в
ВЭПП различных типов
названных работах кривых
импульсных ламп позволяет
Рис. 7-6. Кривая ВЭПП (/) од-
ного из экземпляров лампы
ИСШ 15 (энергия вспышек
0,03 Дж, частота 500 Гц, ра-
бочее напряжение 1200 В) и
зондирующая «ступенька» на-
пряжения (2). Ti и Тг — момен-
ты, в которые начинаются
вспышки лампы. Пунктир — на-
пряжение на лампе в случае
самопробоя при зондирующем
импульсе; штрихпунктир — зон-
дирующая «ступенька» с напря-
жением выше рабочего напря-
жения лампы.
сделать следующие общие качественные выводы о ха-
рактере хода кривых ВЭПП:
а) Кривые ВЭПП обычно состоят из трех участков
с заметно выраженными переходами от одного участка
к другому: в течение первых нескольких десятков — со-
тен микросекунд после окончания разряда, когда еще в
разрядном промежутке существует высокотемператур-
ная плазма, его электрическая пробивная прочность
практически не изменяется и не превышает напряжения
погасания разряда (обычно несколько десятков — сотен
вольт); второй — крутой участок характеризуется быст-
рым ростом электрической пробивной прочности лам-
пы и, по-видимому, связан с разрушением токопроводя-
щего канала в результате деионизации плазмы и пере-
мешивания. и охлаждения газа в канале разряда;
третий — пологий участок кривых ВЭПП определяет-
ся, по-видимому, термическими процессами в искровом
промежутке, при которых происходит выравнивание
плотности газа во всем объеме лампы. Для шаровых
ламп переход от второго к третьему участку обычно про-
исходит при напряжениях, близких к напряжению само-
пробоя в холодном состоянии, а для трубчатых — при
напряжениях, в несколько раз более низких, чем напря-
жение самопробоя (рис. 7-7).
б) Ход кривых ВЭПП для каждого типа ламп опрё-=
деляется главным образом энергией разряда и практи-
чески мало зависит в отдельности от емкости накопи-
тельного конденсатора и напряжения на нем перед
вспышкой.
О 0,2 0,0 0,6 0,8 мс
г)
Рис. 7-7. Кривые ВЭПП.
а -- для шаровой лампы ИСШ 100-2 (0,12 Дж, 400 Гц); б —для трубчатой
лампы ИСК 25 (0,045 Дж, 200 Гц); е — для капиллярной лампы ЙСП 70
(0,088 Дж, 400 Гц) (/) и кривая (для нее же) напряжения с почти 100%-ной
вероятностью пробоев (//); г — для шаровой лампы ИСШ 15 (0,03 Дж, 500 Гц)
(/) и кривая (для нее же) с почти 100%-ной вероятностью пробоев (II).
в) Уменьшение энергии вспышки при постоянной
средней мощности приводит к смещению кривых ВЭПП
вверх и влево.
г) Влияние средней мощности, рассеиваемой в лам-
пе, на ход кривых ВЭПП значительно слабее, чем влия-
ние энергии вспышки.
д) Введение в разрядный контур элементов, погло-
щающих часть энергии разряда, влияет на кривые
ВЭПП таким же образом, как уменьшение энергии на-
копительного конденсатора.
е) В течение срока службы лампы обычно не проис-
ходит сильного изменения характера кривой ВЭПП на
первом и втором участках; иногда с изменением стати-
ческого пробивного напряжения лампы меняется не-
сколько уровень кривой ВЭПП на третьем участке.
ж) Наличие напряжения на электродах лампы в
послеразрядный период не влияет на ход кривых ВЭПП,
если только это напряжение не вызывает прохождения
тока через лампу, т. е. если его значение в каждый мо-
мент времени меньше значений напряжения, определяе-
мых кривой ВЭПП.
з) Кривые ВЭПП для однотипных ламп могут зна-
чительно отличаться от образца к образцу.
и) Кривые ВЭПП носят вероятностный характер и
поэтому теоретически всегда существует некоторая ве-
роятность самопроизвольного пробоя лампы даже при
повышении напряжения на ней по кривой, лежащей ни-
же кривой ВЭПП (чем разница между этими кривыми
больше, тем такая вероятность меньше).
к) Применение схем питания- с очень быстрым заря-
дом накопительного конденсатора перед вспышкой (за
время, соизмеримое со временем запаздывания разряда)
исключает появление самопроизвольных пробоев в лам-
пе и позволяет получить устойчивые режимы работы
ламп при предельных напряжениях и частотах.
л) Характер кривых ВЭПП зависит от конструкции
лампы: при равных энергиях вспышки медленнее всего
происходит ВЭПП у шаровых ламп с коротким рассто-
янием между катодом и анодом и быстрее всего — у ка-
пиллярных ламп с разрядным каналом малого сечения
и большой протяженности. У ламп низкого давления
ВЭПП происходит обычно быстрее, чем у ламп высоко-
го давления. Наличие в непосредственной близости от
канала разряда холодных поверхностей (баллона, элек-
тродов), на которых могут происходить процессы ре-
комбинации ионов, ускоряет ВЭПП. При добавке к на-
полнению лампы легких молекулярных газов, например,
водорода или воздуха, процессы ВЭПП протекают
быстрее.
На примере типовой характеристики ВЭПП импуль-
сной лампы ИСК Ю можно охарактеризовать и сопо-
ставить частотные возможности нескольких широко ис-
пользуемых схем питания стр о скопическихимпул с-
ных ламп, изображенных на рис. 7-8. В этих схемах
функции коммутатора разрядного тока выполняет сама
импульсная лампа и поэтому частотные возможности
этих схем зависят только от скорости процессов ВЭПП
лампы и от режима заряда накопительного конденса-
тора.
Наиболе круто напряжение на конденсаторе нарас-
тает при его заряде через активное зарядное сопротив-
ление А* до напряжения источника питания £7Х.Х. Как
видно из рис. 7-8, а (кривая /), в этом случае ток io в на-
чальный момент заряда не равен нулю, напряжение сра-
зу после вспышки должно нарастать быстрее, чем про-
текает процесс ВЭПП, и лампа должна переходить в
режим непрерывного горения. Необходимо сильно уве-
личить зарядное сопротивление, чтобы уменьшить на-
чальный зарядный ток io до значения, допускаемого
ВЭПП, но тогда к моменту очередной вспышки конден-
сатор не успевает зарядиться до заданного напряжения
Uo и приходится в несколько раз снижать частоту вспы-
шек или примерно утраивать э. д. с. Сх.х (кривая //),
заряжая конденсатор к моменту вспышки только до
Пх.х/3. В связи с этим приходится либо применять кон-
денсатор, рассчитанный на напряжение в 3 раза выше
номинального, либо использовать надежные схемы пре-
кращения заряда. Схема заряда через активное сопро-
тивление характеризуется наиболее низким верхним
пределом частоты вспышек — обычно десятками или
сотнями герц.
В схеме заряда через балластный дроссель
(рис. 7-8, б) обеспечивается замедленный подъем напря-
жения в начальной стадии с улучшенной формой всей
зарядной кривой, а также резонансный заряд накопи-
тельного конденсатора до почти удвоенного напряжения
источника питания. Для предотвращения обратного сте-
кания заряда с накопительного конденсатора в схеме
применен диод Д. У такой зарядной схемы к. п. д. может
достигать 85—95%, а минимальный интервал между
вспышками Тм (применительно к лампе ИСК 10 в дан-
ном режиме) может составлять 500—700 мкс. Исполь-
зование нелинейного дросселя с насыщающимся магни-
топроводом дополнительно замедляет начальную ско-
рость заряда накопительного конденсатора и еще не-
сколько увеличивает максимальную частоту вспышек.
Схеме свойственны два недостатка: при случайном пе-
реходе лампы в режим непрерывного горения ток в за-
рядной цепи может возрастать до опасных для лампы
значений, в связи с чем необходима защита по макси-
мальному току в зарядной цепи; кроме того, если по ка-
ким-либо причинам, например при плавном повышении
Ux.x, не происходит резонансного заряда конденсатора,
то первое зажигание лампы может быть затруднено из-
за пониженного почти вдвое от номинала напряжения
на конденсаторе; для устранения этого приходится по-
следовательно с индуктивностью включать дополнитель-
но активное сопротивление, но тогда имеет место заряд
через комбинированную /?£-цепочку, обладающую свой-
ствами как первой, так и второй схемы — см. § 9-5.
Некоторое улучшение частотных свойств в схемах,
приведенных на рис. 7-8, а и б, дает включение в раз-
рядный контур последовательно с трубчатой импульс-
ной лампой дросселя с небольшой индуктивностью (на
рис. 7-8, а показан пунктиром), соответствующей, на-
пример, предельному случаю апериодического разряда
конденсатора через лампу. При этом остаточное напря-
жение на конденсаторе оказывается близким к нулю,
Рис. 7-8. Некоторые принципиальные схемы заряда накопительного
конденсатора для питания импульсной лампы в стробоскопическом
режиме.
Сплошная линия на графиках — типовая характеристика ВЭПП лампы ИСК Ю
в режиме: Ж-0,01 Дж, f=1000 Гц, £70=315 В, С=0,2 мкФ (по данным обследо-
вания 10 образцов); пунктир — ход напряжений на лампе; А—напряжение в
момент вспышки.
а — схема с активным зарядным сопротивлением R (возможно включение в
разрядный контур небольшой индуктивности L, снижающей напряжение на
лампе в момент погасания разряда) (/ — £7о«£7х.х, Я=1»67 кОм, l/f=3RC,
к. п. д.^50%, io=14O мА, 7м>20 мс; II — U0='lsUх х, jR=15 кОм, l/f=RC/3,
к. п. д. 20%, 1с«55 мА, Гм>1 мс); б — схема заряда через дроссель L н днод Д',
UO~2UXX, i‘o=O (необходимо реле защиты от режима постоянного горения),
к. п. д. 90%, ^м~0,5 с (/ — £.=0,12 Г; // — £.-0,5 Г); в — «двухтактная» схе-
ма с двумя импульсными лампами в зарядной и разрядной цепях конденса-
тора С; С&С, Uv~Uxx, i0=0, к. п.д. 95% (необходимо реле защиты от по-
следовательного разряда через две лампы) (/— 7'M=0,3/f; II — TM=0,5/f«0,2—
0,5 мс; г — схема с ключом К в зарядной цепн, /о=О, По=Пхх, к. п. д. 50%.
/ — в качестве К — тиристор, тиратрон или разрядник, Тв время ВЭПП
ключа; //— в качестве /( — электронная лампа, транзистор, двухоперационный
тиристор, Т3 — время заряда конденсатора С; д — схема с промежуточным
конденсатором Cj = C, ключом К (тиратрон, тиристор, разрядник) и индуктив-
ностью L, определяющей скорость переброса заряда из Cj в С; to—О» t/o их.х,
к. п. д. определяется способом заряда Ск е — схема с «опрокидывающим пле-
чом» — резонансным перезарядом конденсатора Сч через тиратрон 1 (тнрист р,
разрядник) н индуктивность L; С}—Сч=2С, io=Q, к. п. Д- опр д
ется способом заряда Сс н С^.
благодаря чему зарядная кривая вначальнойстадии
проходит ниже кривой ВЭПП.
В «двухтактной» схеме (рис. 7-8, в) две одинаковые
импульсные лампы вспыхивают поочередно со сдвигом
во времени 7/2; через лампу ИЛ' происходит импульс-
ный заряд рабочего конденсатора С от фильтрующего
конденсатора Ci большой емкости, а через лампу ИЛ —
разряд рабочего конденсатора [Л.7-25]. В этой схеме
напряжение на каждой из ламп в течение первой поло-
вины периода после вспышки совсем не увеличивается,
а при вспышке другой лампы скачком повышается до
полного рабочего значения. Схема устойчиво работает
при апериодическом заряде и разряде накопительного
конденсатора (колебания -напряжения, возникающие
иногда при работе шаровых импульсных ламп, могут
вызвать пробой негорящей лампы с разрядом конденса-
тора С[ через обе лампы, включенные последовательно,
и нарушение нормальной работы схемы). Минималь-
ное время между вспышками двух ламп ИСК 10 в этой
схеме *, как видно из кривой ВЭПП, может снижаться
при 117=0,01 Дж до 250—500 мкс (в зависимости от ра-
бочего напряжения). Вместо лампы ИЛ' в схему может
быть включен какой-либо другой коммутатор с доста-
точно высокой скоростью ВЭПП, например тиратрон,
тиристор, разрядник [Л.5-78, 7-26, пат. США №3019371,
3882318, франц, пат. № 1227228], последовательно с не-
большим балластным сопротивлением (рис. 7-8, г, соот-
ветствующий ход напряжения — кривая 7). Если время
восстановления электрической прочности 7В коммутато-
ра значительно меньше периода между вспышками, то
и в этой схеме возможно получение частоты вспышек,
близкой к предельной. При использовании в качестве
ключа электронной лампы [Л.2-39, 7-17, 7-19, пат. США
№ 3525016] или транзистора (пат. США № 3828222) за-
ряд конденсатора можно заканчивать непосредственно
перед вспышкой и затем запирать лампу или транзис-
тор и производить очередную вспышку. Однако макси-
мальная сила тока таких ключей обычно бывает неве-
лика и время заряда 73 (кривая II на том же рисунке)
1 Схема удобна для установления предельной частоты вспышек
лампы в режиме с заданными С и С, так как в ней генерируется зон-
дирующая «ступенька» напряжения и каждое нарушение регулярной
работы легко фиксируется визуально по мощной вспышке и нару-
шению цикличности.
получается сравнительно большим — десятки—сотни
микросекунд (см., например, конкретную схему на рис.
7-9, в которой роль ключа выполняют три транзистора).
Наибольшая частота вспышек может быть достигну-
та при использовании схем, показанных на рис. 7-8, д
[Л.7-27—7-29], а также 7-8, е [Л.7-30], в которых заряд
конденсатора происходит в течение всего интервала
между вспышками, но напряжение на лампе появляется
Рис. 7-9. Электрическая схема
питания шаровой импульсной
лампы (ИЛ) на частоте 2 кГц
от источника постоянного тока
27 В (пример реализации схе-
мы рис. 7-8,г, 7’з = Ю0 мкс).
а — кривые напряжения на конден-
саторах С] н С2; б — на первичной
обмотке импульсного трансформато-
t,o
кВ
0,5
о
о
а>2=20 витков, 0 0,1 мм, ау3=И ООО
витков, 0 0,05 мм, сечение магнитопровода 0,5 см2); после заряда С2 обрат-
ный выброс напряжения на ИТр1 запускает тнрнстор Т типа КУ202Л, выра-
батывая с помощью импульсного трансформатора ИТр2 (Wi~6 витков,
0 0,3 мм, ш2=160 витков, 0 0,1 мм, сечение магнитопровода 0,1 см2, феррит
Ф2000) нмпульс для зажигания лампы.
только перед вспышкой. К этому режиму приближается
схема, изображенная на рис. 7-10, в которой промежу-
точное накопление энергии осуществляется в ИТр. Ком-
мутатором в них (пат. США № 3725733) служит высо-
кочастотный сильноточный прибор: тиристор, тиратрон
или разрядник. В схеме рис. 7-8, д за несколько микро-
секунд перед вспышкой при подаче управляющего им-
пульса на ключ К происходит резонансный перезаряд
конденсатора С] на равный ему по емкости конденсатор
С, а в момент окончания перезаряда подается зажига-
ющий импульс на лампу и оба конденсатора оказыва-
ются разряженными; в схеме рис. 7-8, е одновременно
заряжаются конденсаторы С\ и С2 до напряжения, рав-
ного за несколько микросекунд перед вспышкой
подается управляющий импульс на тиратрон и после ре-
зонансного перезаряда С2 от -f-t7o/2 до —L70/2 при по-
даче зажигающего импульса на лампу конденсатор Ci
Рис. 7-10. Функциональная схема питания стробоскопической лампы
с промежуточным индуктивным накопителем энергии в виде транс-
форматора с зазором [Л. 7-29 и пат. США № 3339108]. При откры-
вании транзистора Т в ИТр накапливается порция энергии (й — ток
в обмотке wi), которая сбрасывается в С после закрывания Т (in—
ток в обмотке wn), при открывании Т подается управляющий им-
пульс ив на ГЗИ-, а, б, в — графики напряжений на базе транзисто-
ра, на конденсаторе и на зажигающем электроде лампы.
разряжается через нее на конденсатор С2; вторая схема
несколько менее устойчива при пропусках вспышек им-
пульной лампы. В этих схемах напряжение после
вспышки почти полностью снимается и с лампы и с ком-
мутатора, процессы ВЭПП которых протекают парал-
лельно (время ВЭПП у наиболее высокочастотных ком-
мутаторов обычно на порядок меньше, чем у большин-
ства импульсных ламп).
Дальнейшее повышение частоты вспышек при кон-
денсаторном питании импульсных ламп возможно толь-
ко путем включения в разрядный контур последователь-
но с лампой еще одного дополнительного коммутатора
с большой электрической проводимостью в отпертом и
высокой электрической пробивной прочностью в запер-
том состоянии, позволяющего производить зарядку нако-
пительного конденсатора до завершения ВЭПП лампы
(рис. 7-11). Предельная частота вспышек для таких
схем определяется не только возможностями коммута'
тора, но и спосооностыо лампы генерировать световые
импульсы на таких частотах с>достаточно стабильными
световыми параметрами. От коммутатора разрядного
контура в этих схемах помимо быстроты ВЭПП (десятки
микросекунд) требуется, чтобы он позволял получать
импульсы тока до нескольких килоампер при минималь-
ном падении напряжения (десятки — сотни вольт) и в
Т./Мп а —с вращающимся разрядником
BP -7-31]; б —с многокамерным
' водородным разрядником Р [Л.2-45,
7-5, 7-32—7-34, франц, пат. № 1227228]; в —с тиристором; г —с водородным
тиратроном (Д — диод зарядного контура) [Л.7-35—7-37]. В схемах нмпульс
разрядного тока длительностью 7ИМП проходит через лампу, когда ее процесс
ВЭПП находится в начальной стадии (б).
случае использования шаровых строботронов с харак-
терным для них колебательным разрядом пропускал ток
в обоих направлениях .
Длительность работы ламп в таких схемах обычно
невелика, так как даже при малой энергии вспышки в
лампе на высоких частотах рассеивается большая сред-
няя мощность, ведущая к ее быстрому нагреву. Посколь-
ку при этом лампа не должна восстанавливать пробив-
ную прочность, в трубчатых лампах в качестве постоянно
действующего зажигающего фактора удобно осуществ-
лять слаботочный стационарный («дежурный») разряд,
питающийся от постороннего источника постоянного то-
ка и поддерживающий постоянную ионизацию газового
промежутка. В некоторых случаях лампа может под-
ключаться к разрядному контуру через согласующий
импульсный трансформатор.
Трубчатые лампы с малым внутренним объемом
[Л. 2-45, 7-38] работают в таких схемах достаточно удов-
летворительно. Снижение их пиковой силы света при по-
следующих вспышках по сравнению с первой обычно не
превышает 20—40%. По-видимому, оно вызывается тем,
что при повторных разрядах ток проходит сразу через
весь ионизированный объем газа внутри лампы и поэто-
му канал имеет большее сечение и меньшее активное со-
противление, чем при первом пробое, когда происходит
развитие искрового канала с фазой расширения; эффек-
тивное сопротивление лампы во время первого импульса
оказывается больше и, следовательно, доля потерь энер-
гии в коммутаторе меньше; играет также роль уменьше-
ние плотности газа из-за ухода части его в заэлектрод-
ные объемы лампы.
Использование шаровых, ламп в таких схемах иног-
да осложняется, появлением сильной нестабильности по-
ложения канала разряда между электродами и сильным
снижением силы света последующих вспышек (см. § 5-4).
Предельно высокие частоты следования вспышек (по-
рядка 105 Гц) могут быть получены в схемах, в которых
энергия в лампу поступает непосредственно от источни-
ка постоянного тока (рис. 7-12, а и б) [Л. 7-40], а часто-
та и длительность импульсов задаются коммутатором.
Подобные условия создаются и в двух других схемах,
представленных на рис. 7-12. В схеме рис. 7-12, в пакет
последовательных вспышек вырабатывается лампой при
поочередном срабатывании разрядников, разряжающих
на лампу конденсаторы (такая установка, содержавшая
20 разрядников, обеспечивала частоту вспышек капил-
лярной лампы 50 кГц с энергией вспышек 1,5 Дж
[Л. 7-39], а в схеме рис. 7-12, г [Л. 7-24] колебания сину-
соидальной формы трансформатор с насыщающимся
сердечником преобразует в прямоугольные импульсы на-
пряжения, которые питают разряды в трубчатой лампе,
подключенной ко вторичной обмотке трансформатора. ;
В этих схемах импульсная лампа на протяжении «па-
кета» вспышек практически совсем не восстанавливает
пробивную прочность и все время находится на первом
пологом участке кривой ВЭПП, переходя как бы в ре-
жим непрерывного горения при пульсирующем токе. При
этом в интервалах между импульсами плазма не успева-
ет полностью высвечиваться и в ее излучении образуется
постоянный световой фон, глубина модуляции светового
в)
иТр
тонна
О 50 100 мкс
д)
Рис. 7-12. Принципиальные схемы пи-
тания импульсных ламп, в которых
формирование импульсов тока через
лампы производится без периодиче-
ских заряда и разряда накопительно-
го конденсатора.
а и б — схемы прямого питания от источника постоянного тока через транзи-
стор Т или через импульсную генераторную лампу Л, иапрнмер, типа ГМИ-2Б;
в — многоконтурная схема питания, состоящая из N контуров, подключаемых
поочередно к лампе через разрядники Pi, Р2,..., Рдг» г—-схема с колебательным
контуром, состоящим из С, L н трансформатора с насыщающимся сердечни-
ком Трн; д — осциллограммы напряжения на электродах шаровой лампы и
ее силы света на частоте 30 кГц [Л.7-40]. Ксенон, 0,8 МПа, мм,
«0,01 Дж, длительность импульса тока 15 мкс, пиковая сила света 500 ккд,
глубина модуляции силы света 70%. Уменьшение глубины модуляции ограни-
чивает частоту десятками килогерц при средней мощности несколько сотен
ватт.
потока которого уменьшается с увеличением частоты и
энергии импульсов (рис. 7-12,д).
При снижении давления наполняющего газа и умень-
шении концентрации энергии, выделяемой в канале раз-
ряда, скорость высвечивания плазмы на больших часто-
тах может быть существенно увеличена — см., например,
рис. 7-13 (описанная в предыдущем примере шаровая
лампа высокого давления в этих условиях питания име-
ла бы глубину модуляции, не превышающую нескольких
Рис. 7-13. Графики силы света ксеноновой трубчатой лампы (диа-
метр 3,5 мм, давление 1,3 кПа) при частотах 400 (сплошная линия)
и 230 кГц (пунктир) [Л. 7-24].
а — мгновенные значения (прямоугольники — соответствующие импульсы на-
пряжения); б — огибающие пакета по максимуму н минимуму силы света.
процентов). Частота в несколько сотен килогерц для
ламп с ксеноновым наполнением является, по-видимому,
принципиальным физическим пределом, ограниченным
скоростью высвечивания газа.
Применение легких газов (водорода, гелия, аргоно-
водородной смеси) при небольших давлениях в разряд-
ных промежутках, ограниченных узкими капиллярными
стенками, и небольших энергиях вспышек позволяет со-
здать еще более высокочастотные импульсные источни-
ки света с очень короткой световой вспышкой, малым
временем высвечивания разряда и высокой скоростью
ВЭПП. Однако амплитуда силы света и световая отдача
таких источников света оказываются значительно мень-
ше, чем у ксеноновых импульсных ламп. Например, в ла-
бораторной установке с искровым источником света
[Л. 7-42, 7-43] при расстоянии между электродами 23—
28 мм, давлении водорода 0,1—0,2 МПа, напряжении пи-
тания около 20 кВ удавалось получить в схеме рис. 7-8, а
частоту вспышек до 400 кГц. Первая вспышка происхо-
дила при энергии несколько десятых долей джоуля, а
последующие — при 0,04 Дж. Сила света и длительность
первой вспышки: 8 ккд и 1,8 мкс, последующих: 1,5 ккд
и 0,7 мкс. Газоразрядный промежуток работал на часто-
те в режиме самопробоя при напряжении около 4 кВ,
частота регулировалась путем изменения зарядного со-
противления. Глубина модуляции светового потока со-
ставляла 100%.
Подавляющее большинство стробоскопических им-
пульсных ламп (строботронов), выпускаемых промыш-
ленностью, предназначается для использования в устрой-
ствах со средней мощностью от единиц до сотен ватт
и со сравнительно небольшими частотами вспышек
(1—10 кГц — чем выше частота, тем, как правило, мень-
ше средняя мощность) и несложными схемами, содержа-
щими обычные элементы радиоэлектронной аппаратуры.
При конструировании этих устройств в случае непол-
ноты сведений о частотных характеристиках используе-
мой импульсной лампы их удобнее всего получить в ла-
бораторных условиях, применяя простейшую схему пита-
ния, например двухтактную1 (см. рис. 7-8, в) или схему
с быстрым зарядом накопительного конденсатора (см.
рис. 7-8,г). В этих схемах на накопительном конденса-
торе создается импульс напряжения, который с увеличе-
нием частоты неминуемо пересечет кривую. ВЭПП лам-
пы. Это позволяет при замеченной нерегулярности вспы-
шек определить одну из точек кривой ВЭПП. Для
нахождения других точек можно изменить емкость нако-
пительного конденсатора и рабочее напряжение на нем
(сохраняя энергию вспышки) и повторить опыт по на-
хождению предельной частоты.
Результаты измерений могут быть графически пред-
ставлены либо в виде кривой ВЭПП, либо в виде диа-
граммы диапазонов управляемости импульсной лампы
при питании ее от конденсатора: для некоторой частоты
и неизменной емкости питающего конденсатора опреде-
ляется максимальное рабочее напряжение на лампе, при
котором начинают появляться самопробои, и минималь-
ное напряжение, при котором начинают появляться про-
пуски вспышек, а по совокупности полученных точек при
1 В этом случае, кроме источника питания с регулируемым на-
пряжением, необходимо иметь осциллограф, двухканальный генера-
тор импульсов (например, типа Г5-7А) и два генератора зажигающих
импульсов для управления импульсными лампами.
разных частотах строятся кривые верхнего и нижнего
диапазонов управляемости лампы в зависимости от ча-
стоты типа приведенных на рис. 7-14. Пунктиром на
этом рисунке показаны кривые для верхней и нижней
границ мощности, которую можно получить на этой лам-
пе, используя конденсатор емкостью 2000 пФ.
Исследования диа-
Рис. 7-14. Границы диапазона
управляемости (/, 2) и нагрузоч-
ные характеристики (3, 4) лампы
ИСШ 15 в зависимости от часто-
ты вспышек (С=2000 пФ)
[Л. 7-44].
пазонов управляемо-
сти различных ламп
[Л. 7-20, 7-44] позво-
лили сделать следую-
щие выводы, согласу-
ющиеся с представле-
ниями о процессах
ВЭПП:
а) при увеличении
частоты вспышек про-
бивное напряжение
лампы падает и диапа-
зон ее управляемости
сужается, причем име-
ется некоторая пре-
дельная частота
(5,5 кГц для рис.
7-14), при превышении
которой могут проис-
ходить как пропуски разрядов, так и самопроизвольные
пробои;
б) предельная частота характеризуется либо перехо-
дом разряда в стационарный, либо возникновением не-
устойчивого режима с большим числом пропусков и са-
мопробоев;
в) существует определенная, зависящая от емкости
конденсатора частота, при которой на лампе рассеивает-
ся наибольшая средняя мощность;
г) при заданной частоте повторения разрядов мощ-
ность, выделяющаяся в искровом промежутке, возраста-
ет с повышением давления газа и увеличением емкости
рабочего конденсатора.
Исследование диапазонов управляемости и предель-
ных нагрузок искрового промежутка в воздухе [Л. 7-19],
обладающем лучшей способностью к деионизации, чем
ксенон, показывает, что. при прочих равных условиях
воздушный промежуток сохраняет управляемость до ча-
стот, в 4—b раз оолее высоких, чем ксеноновая лампа
(например, соответственно 20 и 4 кГц).
Диапазоны управляемости, предельные частоты и
средняя мощность, при которых может работать стробо-
трон, связаны с конкретной схемой его питания и при пе-
реходе к другой схеме могут измениться [Л. 7-45]. Диа-
пазоны управляемости и предельные частоты, опреде-
ленные экспериментально для ламп в схемах с быстрым
зарядом накопительного конденсатора перед вспышкой,
являются наибольшими для схем без коммутатора в раз-
рядном контуре. Для двухтактной схемы эти частоты
примерно в 2 раза ниже, чем для схем с быстрым заря-
дом. Используя график диапазонов управляемости лам-
пы в схеме с известным ходом заряда накопительного
конденсатора, обычно можно оценить частотные возмож-
ности этой лампы и в другой схеме. При этом всегда
следует иметь в виду, что кривая ВЭПП, так же как и ди-
апазон управляемости каждого экземпляра лампы, ин-
дивидуальны и для окончательного выбора режима не-
обходимо иметь зависимости, полученные на основании
обследования достаточного количества однотипных стро-
ботронов (у ламп одного типа разброс характеристик
ВЭПП, как правило, не превышает двукратного значе-
ния), а изменение этих характеристик в течение срока
службы обычно лежит в пределах 20—40%).
7-3. Долговечность
Под долговечностью импульсных ламп понимают срок их служ-
бы, в течение которого параметры ламп сохраняют свои значения в
установленных пределах. Долговечность исчисляется наработкой:
для ламп с редкими импульсами — количества вспышек, а для стро-
боскопических — количества часов или циклов при фиксированном
режиме разрядов.
Процессы старения элементов и узлов конструкции ламп (элект-
родов, оболочки, вводов) изменяют некоторые светотехнические и
электрические параметры ламп, а также вызывают внезапные отказы
в виде разрушения оболочки лампы и потери управляемости.
Многообразие технических применений импульсных ламп за-
трудняет установление единого критерия, определяющего их долго-
вечность. Например, критерием долговечности фотоосветительных и
светосигнальных ламп является снижение светового потока к концу
срока службы на 30% (в отечественной практике) и на 50% (в за-
рубежной).’ В лазерной технике этот же параметр ограничивается
. снижением на 10 или 20%. Допустимое изменение электрических па-
раметров ламп обычно нормируется по наименьшему напряжению
питания лампы, также с учетом ее конкретного назначения и усло-
вий эксплуатации. Другие характеристики ламп (спектральный со-
став излучения, наибольшее напряжение питания, запаздывание
вспышки и др.) в процессе работы, как правило, меняются слабо.
Основной причиной, вызывающей снижение светового потока им-
пульсных ламп, является постепенное затемнение внутренней по-
верхности оболочки продуктами распыления электродов (в основ-
ном, катода), связанного с физическими механизмами, описанными в
гл." 4. Плотный налет на стенках колбы может явиться также причи-
ной, повышающей вероятность отказа лампы. В трубчатых лампах
налет способствует увеличению энергии, рассеивающейся на стенке
трубки, и соответственно повышению температуры в поверхностном
слое, приводящему к накоплению внутренних напряжений в стекле и
росту микродефектов его поверхности, которые могут вызвать раз-
рушение трубки. В шаровых лампах налет, кроме того, снижает по-
верхностную электрическую прочность стекла, способствуя самопро-
извольным пробоям между электродами по поверхности и потере уп-
равляемости лампы.
Некоторое представление о распылении катодов в практически
применяемых конструкциях шаровых и трубчатых импульсных ламп
можно составить по следующим данным. В шаровых ксеноновых
лампах с давлением 0,08 МПа (600 мм рт. ст.), расстоянием между
электродами 2,5 мм и катодом из сплава вольфрам — никель —ба-
рий марки ВНБ-3 (конструктивный аналог лампы ИСШ 15) при
весьма малой средней мощности (1 Вт) и частоте вспышек 50 Гц
почернения баллона практически не наблюдается после 5000 ч горе-
ния. В тех же лампах при мощности 15 Вт легкое потемнение балло-
на (поглощение 15%) возникает после 300 ч горения. При больших
мощностях (сотни ватт) материал ВНБ-3 совершенно неработоспо-
собен, так как нагрев его выше 1200°С вызывает мгновенное испа-
рение никелевой фракции сплава. Этот сплав оказывается также не-
пригодным в режимах колебательного разряда и коротких (микросе-
кундных) мощных (килоамперы) импульсов тока. Для электродов из
торированного вольфрама марки БТ-15 (1,5% тория) диаметром 5 мм
потемнение на 20% баллона ксеноновых ламп (диаметр 60 мм, меж-
электродное расстояние 5 мм, ро=0,34-0,4 МПа) при средней мощ-
ности 1 кВт и частоте 400 Гц наступает через 30 мин работы, при
мощности 500 Вт — через 2 ч, при мощности 2000 Вт —через 10 ч.
Прн средней мощности 50 Вт такое же потемнение баллона ксеноно-
вых ламп (р0«0,3 МПа) с диаметром 30 мм и электродами из воль-
Ориентировочная шкала сравнительных сроков службы
Материал катода Молибден МРН Алюминий Вольфрам ВЧ кова- вый Вольфрам ВТ-15
кованый полуспе- ченный
Испытан в лампах ИФК ИФП ИФП ИФК ИФП
типа 2000 500 500 120, ИФП 500 500
Относительная долговечность 1 5 5—15 5-15 20
фрама ВТ-15 диаметром 2,5 мм получается через 5 ч.Распыление
электродов из чистого вольфрама в аналогичных условиях происхо-
дит примерно вдвое быстрее (исключая режимы максимальной мощ-
ности, при которых существенного различия в скорости распыления
не наблюдается). Некоторые сведения о распылении катодов из чи-
стых металлов в аргоновых шаровых лампах при низком давлении
приведены в [Л. 4-11].
Изменение долговечности стеклянных трубчатых ламп с пленоч-
ным калиевым катодом в зависимости от частоты повторения вспы-
шек (рис. 7-15) и напряжения питания (рис. 7-16) при постоянной
средней мощности указывает на высокую чувствительность пленоч-
ного катода к режиму разряда (за долговечность на приведенных
графиках принята продолжительность работы ламп, в течение кото-
рой световой поток снижается на 25%—на рисунках отложены
средние значения долговечности и удвоенный средний абсолютный
разброс).
Оценка стойкости катодов из сплавов вольфрама различных ма-
рок [Л. 7-47], произведенная по коэффициенту пропускания оболочки
и интегральной энергетической яркости (в спектральной области
200—400 нм) кварцевых ксеноновых ламп (внутренний диаметр
трубки 11 мм, расстояние между электродами 130 мм), работавших
в режиме редких вспышек с нагрузкой, близкой к предельной
(0,9. W'np, И7цР«3000 Дж, С=560 мкФ, £=60 мкГ, длительность
импульса тока 250 мкс, число вспышек в серии 100), показала, что
наибольшей стойкостью обладает сплав ВНБ-3, а вольфрам с раз-
ными присадками окиси лантана (ВЛ-15), тория (ВТ-15) и иттрия
(ВИ-15) уступает ему (по оценке потери излучения с длиной волны
300 нм) в 10—15 раз. Распыление материала электродов, таким об-
разом, особенно существенно сказывается на постепенном снижении
энергетической яркости ламп в ультрафиолетовой части спектра.
Суммируя имеющиеся данные по сравнительным испытаниям
трубчатых ксеноновых ламп с электродами из разных материалов,
можно ориентировочно наметить шкалу сравнительных сроков служ-
бы, оцениваемых по равному снижению видимого излучения при но-
минальных (не напряженных) режимах работы, приведенную в
табл. 7-1.
Оценка роли размеров катода показывает, что долговечность
ламп вначале растет с увеличением площади его рабочей поверхно-
Та б ли ца 7-1
трубчатых ламп с различными катодами [Л. 7-46]
Вольфрам ВТ-SO, полу- спечениый Вольфрам ВТ-150, полу- спеченный Пленочный ВНБ-3
калиевый цезиевый
ИФК 120, ИФП 500 ИФП 500 ИФК 120, ИФК 500 ИФК 500 ИФК 120, ИФК 2000
400 600 20 100 800
приводит примерно к квадратичному увеличению долговечности.
Другим важным процессом старения, развивающимся в импульс-
ных трубчатых лампах на протяжении их работы, является эрозия
материала и сопровождающее ее снижение механической прочности
оболочки Наиболее характерно это для трубчатых ламп с оболочкой
из кварцевого стекла, работающих, как правило, при высоких энер-
гетических нагрузках. В таких лампах под действием температуры
плазмы разряда происходит постепенное испарение материала стен-
ки. Пары кварца осаждаются на холодных участках внутренней по-
верхности трубки в виде белого налета. Интенсивность образования
Рис. 7-15. Зависимость долго-
вечности ламп ИФК 120 с пле-
ночным калиевым катодом от
частоты вспышек [Л. 7-46]. На-
пряжение питания 300 В, сред-
няя мощность 12 Вт.
Рис. 7-16. Зависимость долго-
вечности ламп ИФК 120 от на-
пряжения питания [Л. 7-46].
Частота 0,4 Гц, средняя мощ-
ность 12 Вт.
налета растет по мере увеличения энергии разряда. Световая отдача
от такого налета меняется мало, но периодическое воздействие на
трубку неравномерных по ее поверхности термоударов приводит к
появлению термических напряжений и как следствие к образованию
трещин. Испарение кварца под действием разряда сказывается силь-
нее в импульсных лампах сложной конфигурации, например спираль-
ных или U-образных. В некоторых режимах испарение протекает
настолько интенсивно, что приводит к заметному локальному умень-
шению толщины стенки трубки (в капиллярных лампах — к сущест-
венному увеличению диаметра капилляра). Например, в лампе
ИФК 2000 толщина стенки в месте изгиба трубки по его внутренне-
му радиусу в режиме 1 кДж, 1 кВ, 50 мкГ, 1 мс через 10’’ разрядов
уменьшается на 1—1,5 мм, а в лампе ИСП 70 при нагрузке 35 Дж
диаметр капилляра за 500 вспышек увеличивается на 20%.
В ряде случаев причиной снижения механической прочности и
световой отдачи кварцевых трубчатых ламп является образование в
разрядной части трубки на ее внутренней поверхности светлого жел-
то-коричневого налета, возникающего обычно в частотном режиме
работы ламп при высокой удельной нагрузке (150—250 Вт/см2) и
интенсивном принудительном охлаждении. Исследование состава та-
ких налетов в лампах с электродами из материала ВТ-15 показало,
что они не являются результатом распыления электродных материа-
лов (вольфрам и торий в налетах не обнаруживается), а представ-
ляют собой продукты диссоциации кремнезема, возникающие в ре-
зультате взаимодействия плазмы разряда с кварцевой трубкой
В. некоторых режимах эксплуатации кварцевых трубчатых ламп
с принудительным охлаждением (когда охлаждение прекращается не
сразу после серии вспышек илн в недогруженных режимах) наблю-
Рис. 7-17. Зависимость долговеч-
ности (числа вспышек 7V) шаро-
вых импульсных ламп от энергии
разряда. Кружки: ИСШ 4, ИСШ 4-1
(7); ИСШ 100-ЗМ (2) [Л. 7-51].
Треугольники: данные о долговеч-
ности ламп FX=108 и FX=137
при последовательном включении
диода для отсечки отрицательной
полуволны тока [Л. 7-52].
дается иногда объемное фиолетовое- окрашивание стекла трубки,
снижающее светопропускание оболочки на 3—8%. Это окрашивание
обратимо и исчезает после нагрева стекла (термообесцвечивание)
[Л. 7-49]. Объемное окрашивание кварцевого стекла, обусловленное
действием коротковолнового излучения [Л. 7-49, 7-50] (которое так-
же свойственно ксеноновому разряду), чаще всего возникает в труб-
ках из стекла, содержащего примеси. В типовых режимах работы
ламп окрашивание незначительно из-за интенсивного нагрева оболоч-
ки [Л. 7-48].
Возникающее иногда в процессе долгой работы ламп повышение
напряжения зажигания обусловлено главным образом газоотделени-
ем (под действием разрядов) стенок баллона и электродов. В режи-
мах, далеких от предельных, это явление может быть в значительной
степени предотвращено соответствующей тренировкой ламп им-
пульсными разрядами несколько повышенной энергии перед их окон-
чательным наполнением, а также применением в конструкции ламп
подходящих газопоглотителей. При очень больших нагрузках оно
связано с испарением и диссоциацией окиси кремния (см. гл. 6) и не
может быть полностью устранено.
Обобщенное представление о долговечности импульсных ламп
дают кривые ее зависимости от режимов питания (рис. 7-17, 7-18).
Оценка ожидаемой долговечности трубчатых ламп в режиме редких
вспышек посредством подобных графиков с опорной точкой, соответ-
ствующей предельной энергии И7Пр, широко используется на прак-
тике.
В не меньшей степени, чем от энергии вспышки, долговечность
импульсных ламп зависит от параметров, характеризующих им-
пульс разрядного тока. При прочих равных условиях (энергия и
длительность вспышки, средняя мощность, тип лампы и др.) наи-
большая долговечность лампы может быть получена при апериоди-
ческом разряде с формой импульса тока, приближающейся к полуси-
нусоиде [Л. 7-56]. Например, при одинаковой энергии разряда дол-
говечность лампы ИФП 800 снижается почти вдвое, если амплитуда
тока второго полупериода составляет хотя бы 30—40% амплитуды
Рис. 7-18. Зависимость долговечности ламп (числа вспышек N) от
энергии разряда.
а — лампа FX-38A, внутренний диаметр 4 мм, длина 76 мм, С=400 мкФ, L=
=300 мкГ, длительность импульса тока 0,9 мс (критерий долговечности — сни-
жение освечивания на 50%) [Л.6-1]; б — кварцевые трубчатые лампы накачки
фирм «Эджертон, Гермесхаузен и Грир», а также «ИЛС-технолоджи»
(США), границы наименьшей (Г) и наибольшей (2) долговечности; 3 — типо-
вая зависимость, приводимая в фирменных каталогах [Л .7-53—7-55].
первого. Некоторое представление о количественном изменении дол-
говечности ламп (критерий—снижение световой отдачи на 30%) в
зависимости от параметров разрядного контура можно составить из
данных, приведенных в табл. 7-2. Как видно из этой таблицы (стро-
ки 4 и 5), столь же существенно влияют на долговечность ламп и
способ их зажигания [Л. 7-57, 7-58]. В частности, схема зажигания
с «дежурной дугой» позволяет увеличить долговечность трубчатых
ламп в стробоскопическом режиме (по сравнению с импульсным за-
жиганием) примерно в 5 раз (удобство «дежурной дуги» связано
также с возможностью питания лампы при минимальном напряже-
нии, что облегчает выбор формы импульса, оптимальной для повы-
шения долговечности лампы).
Механические и климатические воздействия, а также другие
факторы внешней среды практического влияния на долговечность
ламп не оказывают, если они не превышают значений, оговоренных
техническими условиями для данного типа ламп. Исключение сос-
Таблица 7-2
Влияние на долговечность условий питания и зажигания разряда
№ п.п. Тип лампы или размеры раз- рядного про- межутка Вид разряда (А—апериодический, К—колеб ательиый) 1 Вид зажигания (И—имульсный, Д—дежурная дуга) Параметры разряда Число вспышек
С, мкФ L, мкГ и0, кВ W, Дж
1 ИФК 2000 А И 8000 1 0,32 400 4-10®
2 ИФК 2000 А И 800 1 1,0 400 5-106
3 ИФК 2000 А И 800 700 1,0 400 2-10в
4 Аналог • А И 100 100 1,45 100 Ю8
ИФК 800
5 То же А д 100 100' 1,45 100 5-106
6 ИСШ 100-ЗМ К и 0,25 0,5 3,5 3 0,3-lOs
7 ИСШ 100-ЗМ А И 0,5 0,5 4,5 5 0,3-106
тавляет воздействие, на срок службы ламп некоторых хладоагентов,
применяющихся в лазерной технике для принудительного жидкост-
ного охлаждения ламп накачки и одновременно служащих фильтра-
ми ультрафиолетового излучения (франц, пат. № 1589478). Такой
хладоагент, постепенно разлагаясь, образует на наружой поверхно-
сти лампы темный налет, который может быть удален специальной
очисткой (налет ржавчины оставляет также водопроводная вода).
Недопустимо применять хладоагенты, агрессивно действующие на
кварцевую оболочку лампы, так как эрозия ее поверхности снижает
прочность оболочки и создает предпосылки для выхода лампы из
строя.
7-4. Механрклиматические свойства
и другие эксплуатационные особенности
В подавляющем большинстве конструкции импульсных ламп яв-
ляются обычно весьма жесткими (выходящие за пределы впая ме-
таллические детали имеют малую длину и высокую собственную ча-
стоту вибрации) и без усложненной внешней арматуры свободно вы-
держивают и сохраняют работоспособность при значительных меха-
нических перегрузках (вибрация, удары, постоянное ускорение).
У кварцевых ламп существенными преимуществами в отношении
механической прочности обладают цилиндрические фольговые вводы
[Л. 7-60] по сравнению с колпачковыми [Л. 5-72] или вводами на пе-
реходных стеклах (см., например, пат. США № 3742117). Это обстоя-
тельство широко используется в практике конструирования отечест-
венных импульсных ламп, большинство которых соответствует требо-
-ваниям к механической стойкости для высоких групп жесткости
ГОСТ 16962-71 (вибрационные нагрузки 1—600 Гц, вибрационные
ускорения 50—100 м/с2, удары 450—1500 м/с2, линейные ускорения
500—1500 м/с2). Например, импульсные лампы типов ИФК2000,
ИФК 75, ИСК 25 успешно работают в самолетных светосигнальных
устройствах без применения каких-либо специальных мер амортиза-
ции. Необходимость в амортизирующих приспособлениях для круп-
ногабаритных ламп возникает обычно при использовании их в уст-
ройствах, подверженных значительным механическим воздействиям.
Рассматривая влияние на работоспособность лампы окружаю-
щей среды, следует прежде всего иметь в виду, как эта среда дейст-
вует иа две характеристики лампы: нагрузочную и диапазон управ-
ляемости. Низкая температура окружающего воздуха вплоть до
точки кипения наполняющего лампу газа (—108°С для ксенона) не
оказывает влияния на обе эти характеристики, а высокая температу-
ра снижает предел рассеиваемой лампой средней мощности в соот-
ветствии с уменьшением разницы между окружающей температурой
и предельно допустимой температурой стекла лампы или уплотнений
токовводов. При эксплуатации ламп в закрытых камерах с ограни-
ченным объемом следует учитывать суммарное воздействие на лампу
температуры окружающей среды и температуры, создаваемой мощ-
ностью, рассеиваемой в лампе, которая не должна превышать пре-
дельных значений.
Понижение давления окружающего воздуха в первую очередь
сказывается на зажигании ламп: при давлении ниже 4 кПа (30 мм
рт. см.) (но выше 10-2 Па) управляющий импульс высокого напря-
жения, который подается на электрод зажигания, шунтируется раз-
рядом по поверхности, вследствие чего лампа может потерять управ-
ляемость. Для обеспечения работоспособности ламп при таких давле-
ниях обычно применяют схемы зажигания без внешнего управляю-
щего электрода, подобные показанным на рис. 1-2, а — е, при одно-
временной герметизации (например, заливке изоляционной массой)
высоковольтных выводов ламп. В глубоком вакууме возможно до-
статочно надежное зажигание ламп с использованием внешнего эле-
ктрода, однако при этом существенно снижается допустимая сред-
няя нагрузка лампы, так как рассеяние энергии в пространство про-
исходит лишь за счет излучения. Для кварцевых ламп, для которых
допустимая температура составляет 850°С, максимальную среднюю
рассеваемую таким образом мощность можно оценивать, исходя из
мощности «серого» излучателя (с интегральным коэффициентом из-
лучения ~ 0,5) с размерами, равными рабочей части баллона при до-
ле тепловых потерь разряда 0,2—0,9 (в зависимости от световой от-
дачи лампы). Для стеклянных ламп, работоспособных только при
меньших температурах, тепловое излучение баллона составляет су-
щественно меньшую долю излучения черного тела.
Повышенное давление окружающего воздуха или жидкости не
оказывает практического влияния на характеристики ламп до значе-
ний, превышающих их механическую прочность
Погружение лампы в жидкую среду с высокими электроизоляци-
онными свойствами (например, четыреххлористый углерод) позво-
ляет увеличить среднюю нагрузку на лампу и не сказывается на ее
диапазоне управляемости. Если жидкость является электропроводя-
щей (например, обычная вода), заметно снижается напряжение за-
жигания лампы и примерно вдвое уменьшается напряжение само-
пробоя. При этом для зажигания трубчатых ламп. предпочтительной
является схема, приведенная на рис. 1-2, в. Примерно также, но не-
сколько в меньшей степени сказывается на диапазоне управляемости
лампы действие распределения электрического потенциала на стен-
ках окружающей лампу камеры. Наконец, на напряжении и запазды-
вании зажигания может отразиться снижение она ионизации газа
внешними агентами (свет, космическое излучение).
Конструктивными элементами импульсных ламп, подверженными
воздействию влажности, являются внешние части токовводов и цо-
коли. Наиболее уязвимы в этом отношении фольговые токовводы.
В лампах, предназначенных для. работы в условиях с повышенной
влажностью, применяются различные способы защиты этих узлов от
влаги с использованием герметиков, нанесения коррозионно-стойкого
покрытия на токоввод или использования специальных конструкций,
представляющих собой сложную комбинацию фольгового токоввода
Рис. 7-19. Относительный уровень
радиопомех (7ПОм от работы лам-
пы ИСШ 2 при различных часто-
тах вспышек f (кривые 1—3) и
различных пробивных напряжени-
ях (7Пр прикатодного искрового
промежутка (кривая 4).
1 — прикатодный промежуток освещал-
ся вспомогательным разрядником; 2 —
без освещения разрядником; 3 — та же
лампа без газопоглотителя [Л. 7-62].
с колпачковым или вводом на переходных стеклах [Л. 7-61, пат.
США № 3420944, 3675068, 3785019, 3793615].
В некоторых случаях применения импульсных ламп в лазерной
технике и автоматике важное значение приобретает такой параметр,
как уровень электромагнитных помех, возникающих при зажигании
и работе ламп. Источником помех являются быстрые изменения во
времени напряжений и токов от импульсов зажигания и основного
разряда в лампе. Момент появления сигнала помехи и его макси-
мальный уровень совпадают по времени с пробоем разрядного про-
межутка лампы напряжением импульса зажигания, т. е. с процессом
формирования вспомогательного разряда. Все последующие измене-
ния напряжений и токов при импульсном разряде сопровождаются
по крайней мере на порядок меньшим уровнем помех.
Как видно из рис. 7-19, уровень помех приблизительно пропор-
ционален квадрату напряжения пробоя прикатодного промежутка,
снижаясь с ростом частоты повторения вспышек. Наименьший уро-
вень помех и его независимость от частоты наблюдаются у ламп с
предварительной подсветкой прикатодного промежутка искрой от
вспомогательного разрядника (кривая 7), в которых пробой этого
промежутка происходит при наименьшем напряжении. Столь же
эффективное снижение уровня помех происходит в трубчатых им-
пульсных лампах накачки при замене зажигания ламп с помощью
импульсного трансформатора на зажигание по схеме с «дежурной
дугой».
лава восьмая
ПРОМЫШЛЕННОЕ ПРОИЗВОДСТВО
ИМПУЛЬСНЫХ ЛАМП
8-1. Основные признаки классификации ламп
Основные конструктивные и эксплуатационные осо-
бенности импульсной лампы и ее световые параметры
задаются областью ее применения и характером соответ-
ствующей оптической задачи. Прежде всего делается
выбор вида импульсного разряда (ограниченного стен-
ками или свободно расширяющегося) и, следовательно,
принципиальной конструкции лампы — трубчатой или
шаровой, конструктивные элементы которых различают-
ся особенно существенно.
В тех случаях (табл. 8-1), когда основным требова-
нием является получение минимального светящего объ-
ема (не обязательно строго локализованного) с высокой
пиковой яркостью при малой длительности вспышки, не-
сомненными преимуществами обладают шаровые лам-
пы, которые могут рассеять значительно большую мощ-
ность и обладают значительно большей долговечностью,
чем капиллярные лампы с тем же расстоянием между
электродами. Применение трубчатой лампы для получе-
ния коротких вспышек при малом светящем объеме мо-
жет быть оправдано только в тех случаях, когда долго-
вечность и средняя мощность являются второстепенны-
ми факторами по сравнению со стабильностью положе-
ния канала разряда (особенно важной, например, когда
необходимо осветить узкую щель или какой-либо другой
малый объект) или компактностью лампы в целом (при
использовании лампы в узких полостях). Шаровые лам-
пы предпочтительнее также в большинстве случаев, когда
требуется сравнительно высокая частота вспышек при
небольшой энергии отдельной вспышки. В этих случаях
световая отдача шаровых ламп, слабо зависящая от
энергии вспышки, становится выше световой отдачи труб-
чатых ламп. Напротив, трубчатые лампы, помимо случа-
ев, требующих строгой локализации светящего объема,
более выгодны в тех случаях, когда произведение радиу-
са канала на энергию вспышки, отнесенную к 1 см3 ка-
нала, превосходит 2 Дж/см2, длительность вспышек со-
ставляет десятки и более микросекунд, а хотя бы один
Таблица 8-1
Основные области применения импульсных ламп
Области применения* Важнейшие особенности Класс ламп
Большинство задач об- щей и специальной фото- графии (кроме сверхскоро- стной и микросъемок); све- товая сигнализация, поли- графия Большая световая энер- гия. Специальная форма светящего объема Трубча- тые
Оптическая накачка, фотохимия Большая световая энер- гия. Специальная форма светящего объема. Макси- мальное соответствие спект- ра излучения источника спектру поглощения прием- ника »
Освещение узких опти- ческих щелей в оптико-элек- тронных приборах, скорост- ная съемка и т. п. Специальная форма и строгая локализация светя- щего объема
Аппаратура с узко на- правленными каналами ин- формации и команд (связь, оптическая локация, управ- ление); стробоскопия, сверх- скоростная съемка Высокая частота и ма- лая энергия вспышек. Короткая длительность вспышек. Малые размеры светящего объема Шаровые
Фотолитография (на- пример, в производстве эле- ментов микроэлектроники), микросъемка Согласование спектра излучения источника со спектром поглощения при- емника. Малые размеры све- тящего объема и короткая длительность вспышек »
1 Классификация имеет условный характер — некоторые области приме-
нения выходят за ее рамки. Например, в фотометрии используются лампы
обоих классов: в импульсном фотометре ФМ89 — трубчатая ИСК 25, а в фо-
тометре ФМ 120 — шаровая ИШО 1.
размер светящего объема — десятки и более миллимет-
ров.
Вторым классификационным признаком является
конструкция лампы. Трубчатые лампы в зависимости от
требований к пространственному распределению свето-
вого потока подразделяются на лампы с прямой цилин-
дрической разрядной полостью и лампы с полостью
сложной конфигурации: спиральной, U-образной, панель-
ной, коаксиальной и т. п. Шаровые лампы, при общности
вида светящего тела (малые объемы и линейные разме-
ры), могут существенно различаться элементами конст-
руктивного исполнения (число и расположение в раз-
рядном промежутке электродов зажигания, конструкции
токовводов, оболочки, цоколей и др.).
Следующим классификационным признаком являет-
ся режим работы лампы, на который она рассчитана: ча-
стотный (стробоскопический) или одиночных вспышек.
Несмотря на то что большинство типов импульсных ламп
работоспособно в обоих режимах, этот признак важен
потому, что повышение экономичности и эффективности
ламп конкретного применения с учетом режима часто
обусловливает выбор специальных материалов и конст-
руктивных решений, приводящих к существенному отли-
чию ламп данного типа от других.
Названные три основные признака нашли отражение в системе
условных обозначений отечественных импульсных ламп, установлен-
ной ГОСТ 19685-75 [Л. 8-1]. Согласно стандарту первые элементы
обозначения (буквы) характеризуют назначение ламп, а последую-
щие — форму разрядной части или конструкцию лампы. Цифрами
обозначается порядковый номер типа ламп, а также размеры раз-
рядной части (для ламп накачки), энергия разряда (для фотоосвети-
тельных ламп) или средняя мощность (для ламп, работающих в час-
тотном режиме). Например, ИНП2-6/240 — импульсная лампа на-
качки прямая с размером светящего тела: диаметром 6 мм, длиной
240 мм; СК-25 — импульсная светосигнальная лампа с телом свече-
ния сложной конфигурации и номинальной энергией разряда 25 Дж
(до введения ГОСТ — обозначение ИСК 25).
Кроме перечисленных главных классификационных
признаков, импульсным лампам могут быть свойственны
и некоторые дополнительные признаки. Имеются типы'
ламп, характеризующихся малой собственной индуктив-
ностью, низким уровнем создаваемого разрядом магнит-
ного поля, ламп, рассчитанных на низкие и высокие ра-
бочие напряжения, различающихся материалом баллона
(кварцевые и стеклянные) и соответственно спектраль-
ным составом излучения и др. Продолжающееся расши-
рение областей применения импульсных ламп и новизна
данной отрасли способствуют возникновению новых осо-
бенностей импульсных ламп и идей их конструктивной
реализации.
8-2. Основы конструирования
и технологии производства
Основными конструктивными элементами импульс-
ной лампы являются:
а) баллон и газовое наполнение лампы;
б) электродные узлы: катодный (включающий в се-
бя катод, газопоглотитель, ввод в стекло и внешний вы-
вод); анодный (анод, ввод, внешний вывод), управляю-
щий электрод (электрод зажигания);
в) элементы внешнего оформления: цоколь, защит-
ный баллон, приспособления для принудительного ох-
лаждения, блокировки и т. п.
Для разных типов ламп все эти элементы различают-
ся не только размерами, но часто и идеей конструктивно-
го решения. Иногда отдельные элементы могут быть объ-
единены (например, у некоторых шаровых ламп могут
объединяться катодная ножка с электродом зажигания
или даже с анодной ножкой) или опущены (бесцоколь-
ные лампы, лампы без управляющего электрода, предна-
значенные для работы в схемах, показанных на рис.
1-2,в—Д, лампы без газопоглотителя и т.п.). Могут су-
ществовать и дополнительные конструктивные элемен-
ты— добавочные управляющие или токоведущие элек-
троды, отражатель, встроенные в конструкцию лампы
детали схемы включения и т. п. Поэтому при кратком опи-
сании конструкции и технологии изготовления импуль-
сных ламп целесообразно рассмотреть лишь наиболее
распространенные технические решения, применяемые в
конструкциях серийного выпуска.
Баллон и газовое наполнение. Баллоны светосигналь-
ных и фотоосветительных ламп изготавливаются из стек-
лянной или кварцевой трубки, длина и диаметр которой
выбираются, прежде всего исходя из данных о допусти-
мых нагрузках в режиме редко повторяющихся вспы-
шек. В зависимости от светооптической задачи трубке
придается с помощью огневой обработки соответствую-
щая конфигурация (кольцо, U-образная форма, цилин-
дрическая, плоская или вписывающаяся в шар спираль
и т. п.). Объем производства определяет технологию из-
готовления баллонов — ручным способом, с помощью
несложных штампов и оправок или механизированным.
В качестве примеров ламп с различными баллонами мо-
гут быть названы лампы с прямой трубкой для фото-
графирования следов ядерных частиц в камерах Вильсо-
на или диффузионных камерах, надеваемые на объектив
фотоаппарата кольцевые лампы для бестеневой съемки,
лампы с трубкой в виде плоского зигзага для равномер-
ного освещения поверхности негатива при репродуциро-
вании, лампы с торцевым выходом излучения для неко-
торых медицинских фотодиагностических приборов и
т. п.
Как было отмечено в гл. 6, допустимая нагрузка лам-
пы существенно возрастает с увеличением длительности
вспышки, например с увеличением емкости питающего
конденсатора и уменьшением напряжения питания.
В связи с этим во многих случаях вторым элементом
расчета, помимо энергии вспышки (не считая светотех-
нического расчета, определяющего размеры светящего
объема), является напряжение зажигания лампы. Тре-
буемое значение последнего определяется из напряже-
ния питания (задаваемого на основе подбора оптималь-
ного конденсатора, источника тока и т.п.) с учетом за-
паса на разброс этого напряжения от образца к образцу
и возможного возрастания напряжения зажигания ламп
на протяжении срока службы. В других случаях вторым
элементом может служить требование, чтобы длитель-
ность вспышки лампы не превышала определенной, за-
даваемой условиями применения (например, требовани-
ем отсутствия сдвига изображения при фотографирова-
нии движущегося объекта).
Расчетная оценка параметров баллона в первой груп-
пе случаев производится обычно следующим образом.
Исходя из требуемого количества освещения на объекте,
его удаленности и коэффициента усиления оптической
системы определяется необходимая световая энергия
импульса излучения и на основе ориентировочного зна-
чения световой отдачи оценивается энергия разряда, ко-
торая должна подводиться к лампе из конденсатора.
Рабочее напряжение лампы обычно задается в соот-
ветствии с напряжением выбранного конденсатора пита-
ния. Значения С и Uo позволяют определить по форму-
лам (6-6) или (6-7) и рис. 6-4, 6-6—6-9 соответствующие
расстояния I между электродами для баллонов из стек-
лянных или кварцевых труб различных внутренних диа-
метров di. Полученные значения I и di сопоставляются
с допустимыми размерами светящего объема и данными
о напряжении зажигания. Технологичность и другие эко-
комические факторы определяют преимущество стеклян-
ных ламп. Поэтому выбор баллона из стекла предпочти-
телен для фотоосветительных и сигнальных ламп, если
при этом обеспечиваются необходимые размеры светя-
щего объема и напряжения зажигания. Если при рассчи-
танном значении I для стекла не обеспечивается лишь
надежное зажигание ламп, целесообразнее применить
более высоковольтный конденсатор, чем использовать
кварцевое стекло. Только специфические требования ма-
лых размеров светящего объема, обусловливающих вы-
сокие энергетические нагрузки на стенку трубки или вы-
сокую среднюю мощность, делают обоснованным ис-
пользование кварцевой разрядной трубки.
При требовании ограничения длительности вспышки
процедура расчета дополняется еще сопоставлением по-
лучаемой совокупности значений /иге данными о зави-
симости т от параметров. Особенно простым такой рас-
чет становится, если предельно допустимая длительность
вспышки превышает 300 мкс. В этом случае
' Т~1.2*ДС 2,4р/С, (84)
2
Пользуясь формулой (2-1) (за напряженность элек-
трического поля принимают действующее значение
UqIZI) , а также формулой (6-6) (в которой за допусти-
мое значение константы в правой части принимаем 0,6
предельного значения К, что следует из графика на рис.
6-4), находим (Z и di — в сантиметрах; С — в микрофа-
радах; Uo — в киловольтах; т —в микросекундах; Д' —
в мкФ • кВ4/см3):
dt 0,07 т“1/2(С7 П70/Д5/2)1/9. (8-2)
/= 1,Шо/3(ОД1/3. (8-3)
Для случаев, когда К не зависит от диаметра, фор-
мула (8-3) дает общую длину ламп с разными длитель-
ностями вспышек. Такие лампы согласно (8-2) разли-
чаются только диаметрами, изменяющимися обратно
пропорционально т.
Баллоны ламп оптической накачки лазеров для достижения вы-
соких энергетических нагрузок изготавливаются, как правило, из
* Длительность светового импульса в среднем на 20% превы-
шает длительность импульса электрической мощности, из-за чего
здесь вводится коэффициент 1,2.
кварцевого стекла. Для таких ламп, размеры разрядной части кото-
рых жестко сопряжены с размерами активных элементов оптических
квантовых генераторов, выполняется поверочный расчет предельной
нагрузки и по отношению намечаемого рабочего режима к предель-
ному оценивается ожидаемая долговечность. Нормализованный ряд
геометрических типоразмеров, энергий разряда и длительностей вспы-
шек отечественных кварцевых ламп накачки для режима одиночных
импульсов установлен ГОСТ 17399-72 [Л.8-2].
Размеры баллона ламп, предназначенных для скоростной съемки
и освещения узких щелей в оптико-электронных приборах, целиком
определяются характером светооптической задачи. Диаметр трубки
выбирается так, чтобы канал разряда заполнял ее сечение, а длина
соответствовала размерам щелевой диафрагмы или отражателя.
Баллоны таких ламп изготавливаются обычно из стеклянного или
кварцевого капилляра, к которому припаиваются отрезки широкой
трубки, предназначенные для впаивания электродов.
Выбор баллона шаровых импульсных ламп, предна-
значаемых обычно для работы в частотном режиме, ос-
новывается на данных о допустимой средней мощности,
отнесенной к 1 см2 поверхности баллона (как для дли-
тельной работы лампы в установившемся тепловом ре-
жиме, так и для работы короткими сериями вспышек,
когда в лампе не успевает устанавливаться стационар-
ный тепловой режим). Если из требований в отношении
световых характеристик следует необходимость наполне-
ния ламп газом до высокого давления, баллону прида-
ется форма, близкая к шаровой. Толщина стенки обыч-
но выбирается в пределах 1,5—3 мм, что обеспечивает
максимальную прочность баллона. Еще большее увели-
чение толщины стенок нецелесообразно из-за возраста-
ния неоднородных внутренних напряжений в стекле; во-
обще остаточные напряжения в стенках баллона, возни-
кающие после огневых операций обработки стекла,
решающим образом влияют на прочность баллона и в
производстве ламп высокого давления большое внимание
уделяется их снятию путем отжига стекла. Если свето-
оптическая задача может быть решена при давлении на-
полняющего газа ниже 0,1 МПа, баллон лампы может
иметь цилиндрическую форму — помимо упрощения из-
готовления баллона, низкое давление выгодно благода-
ря простоте наполнения ламп, их взрывобезопасности и
снижению напряжений питания и управляющего им-
пульса.
В случае, когда лампа должна обладать повышен-
ным излучением в ультрафиолетовой части спектра (на-
пример, лампы для фотохимии) или, напротив, быть ли-
шена ультрафиолетового излучения (некоторые лампы
накачки), баллон лампы выполняется из специальных
сортов стекла или кварца с определенной спектральной
полосой пропускания [Л. 5-72, франц, пат. № 1589478]
или в него впаивается окно из таких стекол (лампы для
фотолитографии).
Большинство типов импульсных ламп наполняется
ксеноном, обеспечивающим наибольшие значения спек-
трального к.п.д. почти во всем диапазоне длин волн, а
также наилучшую нагрузочную характеристику и наи-
большую • долговечность (при равных давлениях ско-
рость распыления материала электродов в ксеноне наи-
меньшая). Выбор давления ксенона обычно основывается
на компромиссе между стремлением обеспечить наи-
большую световую эффективность лампы и наименьшее
напряжение ее зажигания (обычные трубчатые лампы)
или наименьшую вероятность взрыва ее баллона (шаро-
вые лампы и высоковольтные трубчатые лампы для фо-
тохимии с ультракороткой длительностью вспышки).
Например, для большинства трубчатых фотоосветитель-
ных и сигнальных ламп с внутренним диаметром трубки
5—20 мм обычно останавливаются на давлении 0,013—
0,04 МПа (100—300 мм рт. ст.), выше которого их свето-
вая отдача практически не увеличивается. Давление ксе-
нона в не требующих особо низкого напряжения зажи-
гания лампах накачки и капиллярных лампах выбирает-
ся для повышения их долговечности в пределах 0,04—
0,08 МПа. Иногда, если одним из главных требований
является обеспечение наименьшего напряжения зажига-
ния, давление ксенона снижают до минимума (напри-
мер, до 0,006 МПа), пренебрегая ухудшением других
параметров. Наполнение ламп накачки криптоном, нео-
ном [Л. 5-63—5-69], а также смесями ксенона с крипто-
ном, парами ртути или парами щелочных, щелочнозе-
мельных или других металлов промышленного примене-
ния пока еще не нашло, так как достигаемое при этом
небольшое повышение эффективности накачки не ком-
пенсирует ухудшения других характеристик ламп, в пер-
вую очередь долговечности.
Шаровые импульсные лампы обычно наполняются
ксеноном или смесью ксенона с легкими молекулярными
газами (водородом, азотом). Реже применяется аргон
или азот. Основой для выбора наполнения являются
данные о силе света, яркости и длительности вспышки
ламп, а также об их частотных характеристиках. При
больших концентрациях энергии (высокое напряжение
питания, малая индуктивность разрядного контура, до-
статочная емкость и небольшой срок службы) наилуч-
шим может явиться наполнение смесью ксенона с. азо-
том при общем давлении около 0,09 МПа и парциаль-
ном давлении азота около 0,03 МПа. В случае малых
концентраций энергии преимущество остается за ксено-
ном, обеспечивающим при всех условиях наибольшую
долговечность ламп, а в данном случае — еще и лучшие
их световые характеристики. Единственный недостаток
ксенонового наполнения — увеличение длительности
вспышек в условиях колебательного разряда — легко
может быть компенсирован включением в разрядный
контур небольших балластных резисторов (доли ома)
или диодов. Эти элементы гасят колебания тока, сок-
ращая примерно вдвое длительность вспышки, и вме-
сте с тем слабо снижают пиковые силу света и яркость,
одновременно значительно увеличивая долговечность
ламп.
Электродные узлы. Для трубчатых стеклянных ламп
практически всех типов применяются металлические
стержневые вводы из прутков вольфрама, молибдена
или специальных сплавов. Выбор материала ввода обус-
ловливается требованием соответствия температурных
коэффициентов расширения металла и примененного
стекла. Подбор нужного сечения ввода, обеспечивающе-
го его целостность в наиболее тяжелом рабочем режиме
лампы, не вызывает трудностей: даже для самых мощ-
ных стеклянных ламп обычно достаточен ввод из прутка
диаметром 1—1,5 мм. Еще большее снижение диаметра
чаще всего бывает нецелесообразным по соображениям,
связанным с механической жесткостью электродов, и по-
этому указанные вводы применяются для трубчатых
стеклянных ламп разных мощностей. При массовом про-
изводстве ламп осуществление таких вводов может быть
механизировано заштамповкой одного или одновремен-
но двух металлических прутков непосредственно в гор-
ловину разрядной трубки. В шаровых стеклянных лам-
пах с торцевым выходом излучения применяются диско-
вые вводы или многостержневые, выполненные в виде
плоских или гребешковых ножек. При этом должен быть
учтен способ установки лампы в аппаратуре и обеспе-
чены ее предельно малая индуктивность, компактность
и механическая прочность. Конструкция и технология
производства таких вводов, широко применяемых в элек-
тровакуумной технике, подробно описаны в соответству-
ющей литературе [Л. 8-3, 8-4].
В промышленных типах кварцевых импульсных ламп
наибольшее распространение получили вводы следую-
щих конструкций [Л. 8-5]: плоские фольговые, цилин-
дрические фольговые, стержневые вводы на переходных
стеклах, колпачковые с уплотнением мягкими припоями
(в некоторых экспериментальных лампах используются
так называемые клееные вводы колпачкового или стерж-
невого вида с уплотнением полимерными компаундами
[Л. 8-6] и разборные с механическим уплотнением на
основе прокладок из специальных резин или мягких ме-
таллов— свинца, меди и др. [Л. 8-7]). Каждый из пе-
речисленных вводов обладает специфическими эксплуа-
тационными и технологическими особенностями, кото-
рые учитываются при конструировании конкретного
типа ламп.
Главными достоинствами фольговых вводов [Л. 7-60]
являются:
надежность вакуумной плотности ввода;
нагревостойкость, позволяющая производить высоко-
температурную очистку деталей, существенную для дол-
говечности ламп [Л. 8-8];
механическая прочность ввода и всего электродного
узла, позволяющая в сочетании с электроизоляционны-
ми качествами применять простейшие конструкции уз-
лов крепления лампы в осветителе (особенно важно для
осветителей лазеров, систем с жидкостным охлаждени-
ем и малогабаритной аппаратуры).
Отрицательными особенностями фольговых вводов
являются в первую очередь охарактеризованное в § 6-2
ограничение по силе тока, их сравнительно большая дли-
на и низкая коррозионная стойкость к длительному воз-
действию влаги и температуры окружающей среды на-
ружных, негерметично заваренных участков молибдено-
вой фольги. Последний недостаток может быть устранен
применением герметизирующих заливок или антикорро-
зионных покрытий молибдена, упомянутых в § 7-4. Дру-
гой существенный недостаток фольговых вводов боль-
шого сечения (цилиндрической конструкции) — трудо-
емкость их изготовления и трудность механизации их
производства.
Преимущество вводов двух других названных типов
заключается в возможности пропускания по ним весьма
большого тока при их значительно меньшей длине. Ввод
на переходных стеклах [Л. 8-9] весьма чувствителен к
резким перепадам температур и обладает меньшей ме-
ханической прочностью и надежностью по сравнению с
фольговым вводом. Наиболее удобными для механиза-
ции производства являются колпачковые вводы [пат.
США № 2756361, Л. 8-10—8-14], основанные на припай-
ке к металлизированной поверхности кварцевой трубки
металлического колпачка или диска. Пайка обычно про-
изводится сравнительно легкоплавким припоем из спла-
ва титан — олово (упоминаются также высокотемпера-
турные припои [Л. 8-15]). Вводы на легкоплавких при-
поях, так же как вводы на переходных стеклах, не
позволяют производить высокотемпературную обработку
ламп при их изготовлении.
Таким образом, фольговые цилиндрические вводы це-
лесообразно применять в импульсных стробоскопичес-
ких лампах с высокой нагрузкой по средней мощности,
а плоские — в маломощных стробоскопических лампах.
Колпачковые вводы и вводы на переходных стеклах
предпочтительны для ламп, рассчитанных на режим
одиночных вспышек (первые — при условии массового
производства). Использование таких вводов в стробо-
скопических лампах возможно при их достаточном при-
нудительном (как правило, жидкостном) охлаждении.
В импульсных лампах отечественного производства к
настоящему времени наибольшее распространение полу-
чили цилиндрические фольговые вводы (как наиболее
универсальные), в зарубежных — колпачковые (США)
и на переходных стеклах (ФРГ, Франция).
Цилиндрические вводы изготавливаются из протрав-
ленной до получения лезвиеобразной кромки молибде-
новой фольги. Первоначально применялась фольга тол-
щиной 20 мкм. Возможность увеличения толщины зава-
риваемой в кварц фольги до 50—100 мкм без ее отслоения
при остывании ввода была обеспечена за счет нане-
сения на прилегающую к молибдену поверхность кварца
тонкой пленки переходного стекла с температурным ко-
эффициентом расширения 2-Ю-6 °C-1 (путем смачива-
ния кварца водной суспензией порошка из названного
стекла, высушивания суспензии и оплавления в пламе-
ни). Такая пленка служит'«буфером» между кварцем и
стеклом,обеспечиваягерметичностьихсоединения в
большом диапазоне температур (от температуры раз-
мягчения кварца до температуры жидкого азота). По-
мимо увеличения толщины фольги, площадь рабочего
сечения металла в этих вводах может увеличиваться за
счет применения весьма широких полос фольги (до 50—
60 мм), свернутых в цилиндр длиной 30 (для малых диа-
метров) — 60 мм (для больших диаметров). Кромки та-
кого цилиндра, образующие его продольный разрез, под-
вергаются травлению в электролитической ванне (ци-
линдр является одним электродом, а вторым электродом
служит металлический стержень равной длины, распо-
ложенный параллельно разрезу цилиндра), в ходе кото-
рого кромкам разреза придается лезвиеобразный про-
филь.
Ввиду большой чувствительности напряжения зажи-
гания импульсных ламп к газовым примесям незначи-
тельные количества молекулярных газов, выделяемых
из внутренних элементов новой лампы при вспышках,
вызывают резкое повышение Ua и могут привести к не-
работоспособности лампы. Для предотвращения роста
UB производится высокотемпературная обработка элек-
тродов и баллона лампы под откачкой, тренировка раз-
рядами, а также применяются различные газопогло-
тители. В стеклянных трубчатых лампах применя-
ются газопоглотители в виде пленок щелочных или
щелочноземельных металлов, а в кварцевых лампах —
титан.
Элементы внешнего оформления. Управляющим электродом труб-
чатых ламп может служить любая металлическая деталь, достаточно
изолированная от основных электродов и расположенная на поверх-
ности разрядной трубки или в нескольких миллиметрах от этой по-
верхности. Деталь должна быть настолько протяженной, чтобы ее
можно было расположить вдоль трубки на значительной длине или
чтобы она приближалась к трубке в нескольких ее участках. В лам-
пах с малой средней мощностью электродом зажигания часто служит
узкая полоска электропроводящей мастики, наносимая на внешнюю
поверхность трубки (полоска не доводится до впаев основных элек-
тродов на 10—15 мм).
Для ламп, у которых сильно нагревается разрядная трубка, элек-
трод зажигания может выполняться в виде никелевой проволоки, на-
виваемой несколькими витками вдоль трубки или растягиваемой па-
раллельно ей (на расстоянии 2—3 мм от поверхности) между за-
крепленными на более холодных участках трубки хомутиками. Для
устройств, эксплуатируемых в особых условиях (механические воз-
действия, влажность, действие паров агрессивных веществ и т. п.),
предложен тип моноблочной конструкции кварцевой капиллярной
лампы с компактным светящимся объемом, в которой электрод за-
жигания находится в толще стенки баллона [Л.8-16].
Цоколевка импульсных ламп не имеет специфических особенно-
стей по сравнению с другими электровакуумными приборами, за ис-
ключением требований достаточной электрической прочности зазоров
между металлическими деталями цоколя, соединенными с электродом.,
зажигания, и деталями, соединенными с другими электродами, а так-
же малого переходного сопротивления контактов между токоведу-
щими выводами (штырьками) цоколя и ответными деталями панели.
Некоторые трубчатые лампы по соображениям безопасности (за-
щита от высокого напряжения) имеют наружный защитный баллон,
полость которого через цоколь сообщается с атмосферой, а также
блокировочные контакты. Иногда защитный баллон выполняется в
виде отражателя (в таких случаях он запаивается с инертным газом
или в откачанном виде для предотвращения коррозии отражающего
слоя).
8-3. Ассортимент импульсных ламп
Ассортимент современных серийных импульсных
ламп отечественного производства, насчитывающий не-
сколько десятков типов, обеспечивает решение задач в
каждой из известных областей применения ламп. Ха-
рактерной чертой последних 10—15 лет явилось созда-
ние значительного количества типов серийных импульс-
ных ламп для накачки оптических квантовых генерато-
ров (лазеров). Существенное обновление ассортимента
произошло в группе шаровых и сигнальных ламп. Раз-
нообразие применений импульсных ламп и их конструк-
тивного исполнения не позволяет установить единую
шкалу типоразмеров, охватывающую все лампы. Поэто-
му группирование ламп удобнее всего произвести в со-
ответствии с условной классификацией их основных
областей применения, предложенной в табл. 8-1. Ассорти-
мент серийно выпускаемых в настоящее время отечест-
венных импульсных ламп и их основные характеристики
представлены в табл. 8-2—8-6. На рис. 8-1—8-4 изобра-
жены лампы наиболее характерных типов и некоторые
их зарубежные аналоги.
В обширных литературных и патентных материалах
приводятся описания самых разнообразных конструк-
тивных усовершенствований импульсных ламп, содержа-
щих оригинальные технические решения отдельных уз-
лов ламп, а также ламп в целом и комплексных импуль-
сных осветительных устройств, представляющих собой
комбинацию импульсного источника света, лампы нака-
ливания, оптических элементов (отражатели, линзы,
Рис. 8-1. Импульсные трубчатые стеклянные лампы для фотографии.
а —ИФК 20: б —ИФК 20-3; в —ИФК 120; г —ИСК 10; ----
ИФП 4000; ж — ИФТ 200; з — ИФБ 300; и — FX-27 (США).
д — ИФК 600; е —
Таблица 8-2'
Импульсные лампы для оптической накачки лазеров с редкими импульсами
Параметр ИФП 250 ИФП 401. ИФП 600 ИФП 600-2 ИФП 600-3
Режим Режим
А Б А Б в
Энергия разряда, Дж Средняя мощность, Вт Интервал между вспышками, с Рабочее напряжение, кВ Длительность импульса силы све- та *, мс Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ Срок службы, тыс. вспышек Охлаждение 2 Освечивание вспышки, ккд-с Размеры светящей части, мм Габариты лампы, мм Напряжение зажигания, кВ Напряжение самопробоя, кВ Предельная энергия разряда (ориентировочно), кДж Сопротивление лампы (ориентиро- вочно), Ом 250 25 10 0,9—1,3 0,5 15 20 Е 0,8 05X36 08Х48Х Х55 0,5 2 0,48 0,3 400 13 30 1,9 0 2 10 I 1,0 05) 08) 0 2 0 0 200 7 30 1,9 ,5 0 20 0,5 <40 <105 ,7 ,2 ,52 ,4 600 200 3 1,7 0 Е 2 1 550 550 1 1,65 ,5 5 20 пж >5 07X80 010X170 0,7 3 .3 0,45 250 125 2 1,2 0,4 30 ПВ 1,2 1,2 650 22 30 1,8 0,5 30 10 Е 2,2 07X80 010X170 0,7 2,5 1,35 0,4 600 120 5 2 0,25- 20 25 Е 2,8 07X120' 010X240 1 2,5 1,4 0,45
, 1 Длительность вспышки устанавливается подбором емкости н индуктивности разрядного контура.
2 Охлаждение: Е — естественное; ПВ — принудительное воздушное; ПЖ — принудительное жидкостное (дистиллированная во-
да).
Параметр ИФП 800 Режим
А 1 Б В
Энергия разряда, Дж Средняя мощность, Вт 53 800 1 800 400 4000
Интервал между вспышками, с 15 | 1 0,1
Рабочее напряжение, кВ Длительность импульса силы све- та *, мс Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ Срок службы, тыс. вспышек Охлаждение 2 Е 2,2 0,75 25 25 1 г 1,4 0,6 50 1Ж
Освечивание вспышек, ккд-с Размеры светящей части, мм Габариты лампы, мм Напряжение зажигания, кВ Напряжение самопробоя, кВ Предельная энергия разряда (ориентировочно), кДж Сопротивление лампы (ориентиро- вочно), Ом 2,2 1 1,4 07X80 010X304 0,7 3 1,55 | 1,4 0,5
Продолжение табл. 8-2
ИФП 1000-2А ИФП 1200-2 ИФП 2000 ИФП 5000
Режим Режим Режим
А Б А Б В А Б
350 800 800 600 2000 5000
117 80 100 80 6000 133 2000 165
3 10 8 10 0,1 15 1 30
1,65 1,5 2 1,5 1,7 1, 5 2,25
0,25 2 0,5 3 0, 5 25 0,7 0,75 25 0,5 25
30 5 Е 10 I 10 50 ПЖ в 5 ПЖ 10 Е
1,3 2,2 3,3 4,2 2,1 7,5 18
07X75 07X120 011X130 011X250
010X140 0,8 3 010X345 0,8 3 023X290 0,6 2 022X470 1,2 3
1,0 | 1,4 0,5 . 1 9 0,6 2,3 4,2 0,26 6,5 0,3
Параметр ИФП5000-2
Энергия разряда, Дж Средняя мощность, Вт Интервал между вспышками, с Рабочее напряжение, кВ 5000 500 10 3
Длительность импульса силы све- та *, мс Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ ‘Срок службы, тыс. вспышек •Охлаждение 2 Освечивание вспышки (найм.), ккд-с Размеры светящей части, мм 0,8 25 5 ПЖ 18 0 11X250
Габариты лампы, мм 022X470
Напряжение зажигания, кВ Напряжение самопробоя, кВ Предельная энергия разряда (ори- 1,5 3,5 8,5
ентировочно), кДж Сопротивление лампы (ориентиро- вочно) , Ом 0,4
Продолжение табл. 8-2
ИФП8000 ИФП20000 ИФП25000
Режим Режим
А Б А Б
6000 8000 13 000 20 000 25 000
200 266 440 670 415
30 30 60
2,6 4,65 6
0,8 1,5 0,8 1,5 1
J 5 2 5 25
25 20 5 5 3
I 2 Е
25 30 45 70 100
0 16X250 016 Х585 016.5Х Х870
024X470 024X815 019,5Х ХШО
1 8 2 2
3,5 6 6,5
13 18 31 43 52
0, 3 0 ,6 0,8
ИФП40000 ИФПП 7000
Режим
А Б
25000 40 000 6000
800 1300 200
30 30 30
5 5 2,6
1,5 1
25 25
5 5 0,5
Е
90 140 12
016,5X1000 (030—12)Х Х130
019,5X1235 182X 262
3 1,5
7,5 3
74 12
0,2
Импульсные лампы для оптической накачки лазеров с частыми импульсами
Параметр ИСП200 ИСП250 ИСП600 ИСП2000 ИСП2500
А Б Режим в г Д
Средняя мощность, кВт 0,2 0,25 0,6 0,6 0,2 0,4 0,03 2 2,5
Частота вспышек1, с-1 2 5 2 2 1 2 0,3 6,6 50
Энергия разряда, Дж 100 50 300 300 200 200 100 300 50
Рабочее напряжение, кВ Пиковое напряжение, импульса зажигания, кВ Вид зажигания2 1,4 20 И 1 20 И 1,2 1,3 1,25 25 И 1,25 1,25 1 25 И 0,7 20 Д, ток 0,5—1А
Освечивание вспышки, ккд-с о,з 0,17 0,9 0,9 0,4 0,4 0,3 0,9 0,13
Длительность импульса силы све- та 3, мс Охлаждение 4 0,3 ПВ 0,1 ПЖ 0,5 0,3 | 0,2 пж 0,2 0,1 Е 0,65 пж 0,25 ПЖ
Срок службы, тыс. вспышек Размеры светящей части, мм Габариты лампы, мм Напряжение зажигания, кВ Напряжение самопробоя, кВ 300 05X75 11X180 0,3 3 100 05X40 08,3X162 0,5 2 30 30 1 50 05,5X8 11X180 0,6 2,5 100 ) 40 125 07X80 14X300 0,5 2 3600 05,5X60 10,5X182 0,5 3
Предельная мощность (разруше- ния), кВт «Сопротивление лампы (ориентиро- вочно), Ом 1,3 0,5 0,6 0,3 1,8 1,5 0,6 0,5 1,1 - 5 0,45 10 0,4
1 Обеспечивается принудительной коммутацией.
2 И — импульсный; Д — с помощью дежурной дуги.
3 Обеспечивается подбором емкости и индуктивности цепи разряда.
4 Е — естественное; ПВ — принудительное воздушное; ПЖ — принудительное жидкостное.
Параметр ИСП3000-2
Средняя мощность, кВт 3
Частота вспышек *, с-1 1
Энергия разряда, Дж 3000
Рабочее напряжение, кВ 3
Пиковое напряжение импульса 20
зажигания, кВ
Вид зажигания 2 И
Освечивание вспышки, ккд-с 12
Длительность импульса силы све- 0,55
та 3, мс
Охлаждение 4 ПЖ
Срок службы, тыс. вспышек 15
Размеры светящей части, мм 011X250
Габариты лампы, мм 21X470
Напряжение зажигания, кВ 0,9
Напряжние самопробоя, кВ 6
Предельная мощность (разруше- 7
ния), кВт
Сопротивление лампы (ориентиро- 0,45
вочно) , Ом
Продолжение табл. 8-3
ИСП5000 ИСПТ6000
Режим
А Б В г Д
0,05—0,1 2-3 2—6 3—10 3—10 6
0,1 5 10 20 20 10
500—1000 400—600 200—600 150—500 150—500 600
1,4—2,2 1,4—2 1,4—2 1,4—2 1,4—2 1,45
25 25 25 25 25
И Д, ток 1—2 А И
2 при 500 Дж и 0,5 мс 2,5
0,5 0,3 0,8
Е ПЖ ПЖ
30 300—200 700—150 1000—70 | 1000—70 150
07X120 07X120
010X345 010X260
0,7 0,7
3 2,5
— 6,5 13 20 , 16,5 12
0,6 0,6 0,7 0,6
Таблица 8-4
Светосигнальные и фотоосветительные импульсные лампы
Параметр ИФК 15-2 ИФК 20 ИФК 20-3 ИФК 50 ИФК 75 ИФК 75-1
Форма светящей части Прямая Полукольцо
Размеры светящей части, мм 02,6X9 04X14 02,5X30 04X24 032X50 032X50
Энергия разряда, Дж 15 20 ... 20 50 75 55
Интервал между вспышками, с 5 10 15 10 2 1
Средняя мощность, Вт 3 2 1,3 5 37 55
Рабочее напряжение, кВ 0,25 0,13 0,36 0,2 1,5 0,7
Пиковое напряжение импульса зажи- 5 5 8 5 15 15
гания, кВ
Срок службы, тыс. вспышек 5 30 10 30 20 300
Освечивание (наименьшее), ккд-с 0,035 0,025 0,035 0,1 0,18 0,12
Длительность вспышки, мс 3 0,2 0,3 0,4 0,15 0,06
Пиковая сила света, Мкд 0,1 0,1 0,2 0,2 1,2 2
Пиковая яркость, Гкд/м2 2 ’ 2,5 2,5 2,2 2 1,6
Сопротивление лампы, Ом 0,2 0,2 0,4 0,3 0,6 0,6
Напряжение зажигания, кВ 0,15 0,1 0,3 0,14 0,5 0,5
Напряжение самопробоя, кВ 0,6 0,7 0,7 1 2 2
Фактор нагрузки, мкФ-кВ4 — 1 1 6 200 200
Параметр ИФК 120
Форма светящей части U-образная
Размеры светящей части, мм 05X23X30
Энергия разряда, Дж 120
Интервал между вспышками, с 10
Средняя мощность, Вт 12
Рабочее напряжение, кВ о,з
Пиковое напряжение импульса зажи- гания, кВ 10
Срок службы, тыс. вспышек 10
Освечивание (наименьшее), ккд-с 0,25
Длительность вспышки, мс 1,0
Пиковая сила света, Мкд 0,25
Пиковая яркость, Гкд/м2 0,7
Сопротивление лампы, Ом 0,8
Напряжение зажигания, кВ 0,18
Напряжение самопробоя, кВ 1,0
Фактор нагрузки, мкФ-кВ4 25
Продолжение табл. 8-4
ИФК 1501 ИФК 500 ИФК 2000
Режим Режим
А Б А Б в
Спираль U-образиая
026X30 030X45 09X40X70
150 80 500 2000 400 150
0,75 0,5 15 15 1,3 1,3
225 160 30 130 300 113
0,5 0,5 0,32 0,7
25 15 20
500 750 10 5,0 400 800
0,45 0,25 1,0 6,0 1,2 0,45
1,0 1,0 8,0 4,0 2,0 0,1
0,45 0,25 0,13 1,5 0,6 4,0
0,8 0,8 0,09 1,3 0,5 0,6
2 4,0 0,45
0,5 0,4 0,25
2 3,5 2,2
500 250 1000
Параметр
ИФК2000-3
Форма светящей части Размеры светящей части, мм Спираль 050X60
Энергия разряда, Дж 2000
Интервал между вспышками, с 4
Средняя мощность, Вт 425
Рабочее напряжение, кВ 1,7
Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ 25
Срок службы, тыс. вспышек 75
Освечивание (наименьшее), ккд-с 9
Длительность вспышки, мс 1
Пиковая сила света, Мкд —
Пнковая яркость, Гкд/м2 •—
Сопротивление лампы, Ом 0,5
Напряжение зажигания, кВ 1,2
Напряжение самопробоя, кВ Фактор нагрузки, мкФ-кВ4 3
* Принудительное охлаждение обдувом.
* Разряд через индуктивность 0,8 мГ.
Продолжение табл. 8-4
ИФК20000 ИФТ200*’
Режим Режим
А 1 Б 1 В А 1 Б 1 Б
Шаровая спираль Диск
085 06
20000* 10000* 2000 40 120 200
20 1,8 0,5 15 15 15
1000 5500 4000 2,7 8 13
( 4 0,2
25 10
-— 7,0 — 5 2 1.
60 34 6 0,05 0,15 0,2
2 1 о,6 3 9 10
30 30 10 0,06 0,8 4,5
5,5 5,5 0,5 0,05 4 8
3,5 0,15
2 0,15
20 0,6
1,5-10» 250
Параметр ИФБ 300 ИФП 200
Форма светящей части Кольцо
Размеры светящей части, мм 08X85 05X200
Энергия разряда, Дж 300 200
Интервал между вспышками, с 7,5 7,5
Средняя мощность, Вт 40 27
Рабочее напряжение, кВ 0,3 0,5
Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ 15 10
Срок службы, тыс. вспышек 10 10
Освечивание (наименьшее), ккд-с 0,5 0,4
Длительность вспышки, мс 40 1,6
Пиковая сила света, Мкд 10 0,25
Пнковая яркость, Гкд/м2 1,6 0,23
Сопротивление лампы, Ом 2,5 2
Напряжение зажигания, кВ 0,2 0,45
Напряжение самопробоя, кВ 1,6 2
Фактор нагрузки, мкФ-кВ4 1000 600
Продолжение табл. 8-4
ИФП 500 ИФП 1500 ИФП 4000 ИФП 15000 ИПО 75 ИШО 1
Прямая
05X350 05X600 06X800 010X580 07X40 01X2
500 1500 4000 15 000 75 1,3
7,5 15 15 12 30 1
65 100 270 1250 2,5 1,3
0,5 1 1,4 2,4 0,7 0,8
10 15 15 25 10 5
10 10 10 10 5 5
1 4 12 50 0,3 0,001
7 9 16 4,5 0,3 0,003
0,14 0,45 0,75 10 0,001 0,25
0,08 0,13 0,16 1,6 — —
3,5 8 8 1,5 0,2 0,01
0,5 0,9 1,3 1,6 0,5 0,6
3 4 5 5 1,2 2
3200 17 500 32 000 2-106 300 —
Таблица 8-5
Трубчатые стробоскопические импульсные лампы
Параметр ИСП 15 ИСП 50 ИСП 70-1 ИСК Ю
Режим Режим Режим
А Б А Б А Б
Прямая U-образная
Форма светящей части 0 0,5x35 03x30 00,5X70 05x23x30
Размеры светящей части, мм
Средняя мощность, Вт 8 15 10 18 4 10
Частота вспышек, с-1 100 100 100 100 0,2 1 200
Энергия разряда, Дж 0,07 0,15 0,1 0,18 20 10 0,05
Рабочее напряжение, кВ 0,8 0,4 1,2 0,3
Пиковое напряжение импульса за-
жигания, кВ 12 9 1 3 0
Срок службы, млн. вспышек 500 100 40 40 — 0,18 360
Пиковая сила света, ккд 3 6 8 6 40 40 5
Длительность вспышки, мкс 15 15 13 25 300 200 25
Освечивание вспышки, кд-с 0,03 0,07 о,1 0,17 20 8 0,008
Пиковая яркость, Гкд/м2 0,3 0,4 0,3 0,2 1,5 0,1 0,005
Сопротивление лампы, Ом 35 2 100 0,8
Напряжение зажигания, кВ 0,6 0,3 0,9 0,18
Напряжение самопробоя, кВ 2,5 1,5 3 1
Продолжение табл. 8-5
ФП 1500* ИСК 25
Параметр Режим Режим
ИСК 20-1 ИСК200**
А Б Б Г А Б
Форма светящей части Прямая и—образная Спираль
Размеры светящей части, мм 01X10 03X20X20 05x21x20 012X15
Средняя мощность, Вт 1600 840 420 400 9 25 30 200
Частота вспышек, с-1 5000 2000 1000 50 100 1 0,05 200
Энергия разряда, Дж 0,32 0,42 0,42 0,8 0,01 25 600 1
Рабочее напряжение, кВ 8 0,3 0,3 3
Пиковое напряжение импульса за-
жигания, кВ 15 18 15 18
Срок службы, млп. вспышек 0,025 360 0,36 0,01 0,1
Пиковая сила света, ккд 50 100 60 120 9 300 300 250
Длительность вспышки, мкс 2 3 5 5 8 150 6-103 5
Освечивание вспышки, кд-с 0,1 0,3 0,3 0,6 0,07 60 1200 1,25
Пиковая яркость, Гкд/м2 5 10 6 12 0,2 2 2 0,6
Сопротивление лампы, Ом 5 1,5 0,4
Напряжение зажигания, кВ 1 0,25
Напряжение самопробоя, кВ 2 1,2
* Питание в схеме с принудительной коммутацией 8 разрядной цепи короткими циклами продолжительностью от 0,2 до 2 С?
♦* Продолжительность непрерывной работы 15 с.
Шаровые импульсные лампы
Т а б л и ц а 8-6
Параметр ИСШ 2 ИСШ 4* ИСШ 4-1 ИСШ 5* ИСШ 7 ИСШ 15*
Режим Режим Режим
А Б А Б А 1 Б
Средняя мощность, Вт Наибольшая частота вспышек, с-1 Энергия разряда, Дж Рабочее напряжение, кВ Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ Наибольшее время непрерывной работы, с Срок службы, млн. вспышек Пиковая сила света, ккд Размеры светящей части, мм Габариты лампы, мм Длительность вспышки, мкс Освечивание вспышки, кд-с Пиковая яркость, Гкд/м2 Напряжение зажигания, кВ Напряжение самопробоя, кВ 2 100 0,026 0,65 5 720 10 00,5X8 022,5Х Х36 1 0,01 2,5 0,4 0,9 4 10 0,4 0,65 3 1 40 00,5X8 023Х X 27X32 3 0,14 3,3 0,4 0,9 5 2500 0,002 0,8 5 12,5 2 00,3X8 022,5Х Х36 0,5 0,001 0,85 0,6 2 18 100 0,18 1,2 5 0 5 01: 022 1 0,045 12 1 2 0,6 3 0,2 1,9 2 0 <4 5X55 1 0,05 10 ,2 ,5 1,75 500 0,0 1 1, 6 7 00, 022 0, 0, 0 7,0 2000 335 5 20 5X2 ,5X58 35 305 7 ,8 2 15 500 0,03 0,45 500 4 01 Х2,5 033 1,5 0,006 1,5 0, 1, 1 0,1 10 1 6 г 300 05X4 Х75 15 5 50 25 2
Разряд через балластное сопротивление.
Параметр ИСШ-12
Средняя мощность, Вт 12
Наибольшая частота вспышек, с-1 2
Энергия разряда, Дж 6
Рабочее напряжение, кВ 0,8
Пиковое напряжение импульса за- жигания, кВ 7
Наибольшее время непрерывной работы, с —
Срок службы, млн. вспышек 1
Пиковая сила света, ккд —
Размеры светящей части, мм 02X8
Габариты лампы, мм 030X40
Длительность вспышки, мкс 50
Освечивание вспышки, кд-с 1
Пиковая яркость, Гкд/м2 10
Напряжение зажигания, кВ 0,7
Напряжение самопробоя, кВ 1,5
Продолжение табл. 8-6
ИСШ 100-2 ИСШ 100-ЗМ*
Режим Режим
А Б Б А Б Б
100 50 5 100 150 5
500 500 0,1 20 50 °,1
0,22 0,11 50 5 3 50
3 4,5 3,5 3
6 6
30 — — —
0,3 3 —. 3,6 — —
250 150 3000 1000 800 4000
00,7X3 00,5X3 05 02X6 02X6 07
034X85 035X97
1,3 1 15 2,5 2,2 15
0,2 0,1 50 2,5 2 60
100 100
0,8 2,5
3,5 6
Продолжение табл. 8-6
Параметр ИСШ 100-4 ИСШ 100-5 ИСШ100-6 ИСШ 300 ИСШ 400* ИСШ 500
Режим Режим
А Б А 1 Б
Средняя мощность, Вт 55 62 20 300 10 375 500 10
Наибольшая частота вспышек, с-1 25 250 5 400 0,1 3000 100 0,75
Энергия разряда, Дж 2,5 0,25 4 0,75 100 0,12 5 160
Рабочее напряжение, кВ 6,5 2,6 4 6,3 6 5 9 7
Пиковое напряжение импульса за- 1 4 10 25 8 25
жигания, кВ
Наибольшее время непрерывной 90 900 — 50 — —
работы, с
Срок службы, млн. вспышек 0,27 100 3 7,2 — 10 0,36 —
Пиковая сила света, ккд 600 150 600 300 3000 100 1000 4000
Размеры светящей части, мм 01,5X10 00,6x3 02X5 01X6,5 05X6,5 00,5X3,0 01,2X8 05X8.
Габариты лампы, мм 030X102 036X81 040X102 082X150 080X73 050X110X130
Длительность вспышки, мкс 3 1,5 3 2 15 0,8 6 25
Освечивание вспышки, кд-с 1,8 0,25 1,8 0,6 50 0,08 6 100
Пиковая яркость, Гкд/м2 50 70 50 50 100 60 100 100
Напряжение зажигания, кВ 5 2,2 3 5,5 3 5
Напряжение самопробоя, кВ 10 3,5 6 10 7 15
* Питание в схеме с принудительной коммутацией в разрядной цепи.
Рис. 8-2. Импульсные трубчатые кварцевые лампы для фотографии
и сигнализации.
о —ИФК 15-2; б —ИСК 25; в —ИФК 75; г~ ИФК-150; д -ИФК 2000; е —
ИФК 2000 3; ж —ИФК 20000; з —ИФП 15000; и —ФП 1000, к — 103723 (Ни-
дерланды); л — ИСП 15; м~ ИСК 200.
Рис. 8-2 (продолжение).
Рис. 8-3. Импульсные кварцевые лампы накачки.
а.— ИФК 15000; б — ИФПП 7000; в — ИФП 600; г — ИСП 600 (фольговые); д —
. ИФП 1000 (с колпачковыми вводами).
230
диафрагмы) и т. п. Однако из-за не подтвержденной
практической целесообразности или сложности внедре-
ния большинство из этих усовершенствований пока еще
не находят применения в промышленных образцах.
Главадевятая
ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ
ИМПУЛЬСНЫХ ЛАМП
И ОСНОВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ ЭТИХ СХЕМ
9-1. Функциональная схема питания
импульсной лампы
Характеристики излучения газоразрядных импульс-
ных ламп в сильной степени зависят от режимов элек-
трического питания. Длительность вспышки и ее пико-
вая сила света, частота следования вспышек, изменение
яркости и спектрального состава излучения за время
вспышки и другие величины определяются конструктив-
ными особенностями лампы и параметрами питающих
устройств: емкостью накопительного конденсатора и на-
пряжением на нем перед вспышкой, индуктивностью раз-
рядного контура, свойствами зажигающего импульса,
способом накопления энергии в конденсаторе, наличием
коммутаторов в зарядном и разрядном контурах, влия-
нием предшествующего разряда и т. п.
Необходимо учитывать, что многие основные пара-
метры лампы (напряжения зажигания и погасания раз-
ряда, характер изменения во времени сопротивления
лампы, размеры и положение светящего' объема и др.)
изменяются в зависимости от режима питания: частоты
и длительности вспышек, средней мощности, энергии и
напряжения зажигающего импульса и т. д.
В качестве элемента схемы импульсную лампу в пер-
вом приближении можно рассматривать как ключ с од-
носторонним управлением: в большинстве случаев им-
пульс зажигания инициирует прохождение тока через
лампу, прекращается же этот ток, когда энергия в
накопителе почти полностью иссякает или на ток воз-
действуют какие-либо внешние средства, например: вы-
ключатель в разрядном контуре или гасящее устройст-
во, снижающее напряжение на лампе до значения,
меньшего, чем напряжение ее погасания.
Самым распространенным и простым способом пита-
ния импульсной лампы является подключение ее к нако-
пительному конденсатору (или к группе конденсаторов,
например, образующих искусственную линию), при раз-
ряде которого генерируется импульс тока, способный за
короткое время ввести в лампу значительные количест-
ва энергии. В некоторых случаях, например при вспыш-
ках сравнительно большой длительности, возможно
и прямое питание импульсных ламп от первичных источ-
ников: сети или химических источников тока. Питание
импульсных ламп может осуществляться также от ин-
дуктивных и электромеханических накопителей энергии
или специальных импульсных МГД-генераторов, однако
создание соответствующих установок технически сложно
и целесообразно в исключительных случаях.
Рис. 9-1. Функциональная схема питания импульсной лампы с на-
копителем энергии.
Устройство питания импульсной лампы предназнача-
ется для формирования в ней в заданные моменты вре-
мени импульсов электрического тока. В зависимости от
типа лампы и режима ее работы эти импульсы могут
иметь длительность от долей микросекунды до десятков
и более миллисекунд, доходя в максимуме до 10—105 А.
Почти все схемы питания импульсных ламп, не-
смотря на значительные различия, можно привести к
единой функциональной схеме (рис. 9-1), состоящей из
следующих основных элементов и блоков: ИЛ — им-
пульсная лампа, включенная в разрядный контур К с
накопителем электрической энергии И, являющимся вто-
ричным источником энергии для лампы, ЗУ —
зарядное устройство, ПИ — первичный источник энер-
гии, ГИ — генератор зажигающих импульсов и УСЗ —
блок с устройствами управления, синхронизации и за-
щиты. Накопитель заряжается через зарядное устройст-
во от первичного источника — сети или химического ис-
точника постоянного тока. Устройства управления, син-
хронйзации й защиты регулируют работу зарядного
устройства, запускают генератор зажигающих импуль-
сов и управляют работой разрядного контура ГЛ. 9-1,
пат. ФРГ № 1920951].
При использовании различных схемных решений ос-
новных блоков удается в широких пределах варьировать
параметры вспышек и изменять технико-экономические
показатели аппаратуры: массу, стоимость, размеры,
к. п. д., надежность и т. п.
Если возможно питание импульсной лампы без ис-
пользования накопителя энергии, то функциональная
схема упрощается: исключается накопитель и зарядное
устройство, но на блок управления дополнительно воз-
лагаются задачи управления коммутацией тока в раз-
рядном контуре и синхронизации вспышек с фазой на-
пряжения питающей сети.
9-2. Схемы питания без накопителей энергии
от источников постоянного тока
Принципиальная электрическая схема разрядного контура при
прямом подключении трубчатой импульсной лампы к первичному ис-
точнику питания приведена на рис. 9-2, а. Источник характеризуется
э. д. с. внутренним сопротивлением Ди и собственной индуктив-
ностью Ги, соединительные провода — сопротивлением Rn (включаю-
щим сопротивление предохранителей, измерительных приборов и т. п.)
и индуктивностью Ln, коммутатор К разрядного контура —сопротив-
лением RK, а лампа — сопротивлением Дл. Строго говоря, параметры
этих элементов могут меняться во время вспышки, однако для ори-
ентировочной оценки схемы принято сопротивление лампы и другие
величины рассматривать как постоянные, равные некоторым значе-
ниям, усредненным за время вспышки Т. При этом энергия, выделяю-
щаяся в лампе в течение одного импульса,
(Ял + Яб)2 ’
(9-1)
где Rs — общее балластное сопротивление, равное Rv.+Rn+R,--
Формула (9-1) справедлива при условии, что Т^>т= (Lz+Ln)lRb
и намного превосходит время расширения Тр плазменного столба в
лампе. При t/x.x=220 В, длительности 7=10 мс, Дл=1 Ом и /?о=1 Ом
в лампе выделяется энергия 121 Дж, а пик импульса тока равен
110 А (если Т недостаточно велико по сравнению с т и тр, то рас-
четная оценка W значительно усложняется).
Из (9-1) следует, что при таком способе питания импульсной
лампы:
1) для увеличения энергии вспышки необходимо поднимать на-
пряжение источника и использовать источники большой мощности,
т. е. с малым Rn, и лампы с небольшим внутренним сбпротивленией,
а также удлинять Т;
2) наибольшая энергия вспышки при данном Re может быть по-
лучена при условии Rn<=Re.
В качестве коммутатора К можно использовать, например, бы-
стродействующие механические выключатели или сгорающие плав-
кие вставки. Наиболее удобны для этого полупроводниковые ключи
(табл. 9-1), применяя которые удается создать схемы управления
Рис. 9-2. Прямое питание импульсной лампы от первичного источника.
а — эквивалентная схема питания при прямом подсоединении лампы к первич-
ному источнику постоянного тока; б — упрощенная эквивалентная схема пита-
ния при прямом подсоединении лампы к источнику переменного тока; в—из-
менение напряжения на импульсной лампе при питании от сети переменного
тока (<i и ti — моменты подачи зажигающих импульсов, Л и Т2 — соответству-
ющие длительности вспышек); г — схема включения импульсной лампы в диа-
гональ мостового выпрямителя; д — четыре последовательные вспышки во вре-
мя «положительных» и «отрицательных» полуволи сетевого напряжения
(6—tt — моменты подачи зажигающих импульсов).
Таблица 9-1
Характеристики некоторых полупроводниковых приборов,
пригодных для управления током в импульсных лампах
Тип прибора
Максималь-
ное посто-
янное на-
пряжение,
Максималь-
ное импуль-
сное напря-
жение, В
Импульс-
ный ток,
А
Время
выключе-
ния, МКС
Транзистор КТ704А
Транзистор КТ808А
Двухоперационный тири-
стор Мицубиси
[Л. 9-2]
500
120
300
1000
250
4
10
300
1—2
1—2
5
Рис. 9-3. Схема питания шаровой импульсной лампы ИЛ от источ-
ника постоянного тока с коммутацией контура I посредством тран-
зистора.
импульсными источниками света с очень высокими частотами сле-
дования вспышек. В литературе упоминалось (англ. пат. № 1290313,
бельг. пат. № 724245, 726076, 727159, 729602, 735353, 739170) о воз-
можности применения в электронных фотовспышках двухоперацион-
ных тиристоров, включаемых (для прекращения импульса света после
получения необходимой экспозиции) последовательно с импульсной
лампой.
На рис. 9-3 приведена схема питания лампы от низковольтного
источника с использованием транзисторного ключа (пат. ГДР
№ 56021). Источник постоянного тока (35—100 В) подключен через
высоковольтные дноды Д к аноду импульсной лампы ИЛ, имеющей
малое расстояние между анодом и катодом (около 1 мм) и сравни-
тельно небольшое напряжение зажигания. Последовательно с лам-
пой в контур / включаются один или несколько параллельно соеди-
ненных транзисторов Т, которые удерживаются в открытом состоя-
нии прн замкнутом переключателе Ль Зажигание разряда в лампе
происходит при замыкании переключателя Пг во вспомогательном
контуре II, содержащем высоковольтный источник напряжения ВИИ
(несколько киловольт, несколько миллиампер). После того как в
контуре I устанавливается ток основного разряда, с некоторой за-
держкой во времени размыкаются переключатели Z72, Hi и ток в лам-
пе прекращается. Если к базе транзистора Т подключен мультивибра-
тор, который периодически его открывает и закрывает, то ток через
лампу модулируется. На высоких частотах лампа не успевает деиони-
зироваться после очередного импульса, поэтому она в таком режи-
ме работы не теряет управляемости.
Схемы прямого питания ламп от источников постоянного тока
позволяют получать вспышки сравнительно большой мощности й дли-
тельности при почти постоянной интенсивности излучения во время
импульса (такие источники света необходимы в ряде случаев для
скоростной киносъемки). Так (англ. пат. № 1190843), ксеноновая ко-
роткодуговая лампа ХВО 2500 Вт, питаемая от выпрямителя, исполь-
зовалась в импульсном режиме при длительности вспышек порядка
0,1 с, токе через лампу до 400 А и средней мощности во время им-
пульса около 30 кВт. Роль балласта в этой схеме выполнял транс-
форматор выпрямительного устройства, а коммутация тока обеспе-
чивалась мощными контакторами, включенными последовательно с
первичной обмоткой трансформатора.
9-3. Схемы питания без накопителя энергии
от сети переменного тока
При питании импульсной лампы от сети переменного тока лампа
обычно гаснет после уменьшения мгновенного значения сетевого на-
пряжения ниже напряжения погасания разряда *. Благодаря этому
в данном случае можно обойтись без коммутатора в разрядном кон-
туре или ограничиться только включением последовательно с лампой
диода (рис. 9-2, б) для предотвращения ее обратного зажигания. Наи-
большая длительность одной вспышки лампы в этом случае оказы-
вается несколько меньше длительности одной полуволны сетевого
напряжения либо составляет ее небольшую часть (1\ и Г2 на
рис. 9-2, в). При желании получить последовательно несколько вспы-
шек во время положительной и отрицательной полуволн следует при-
менить схему мостового выпрямления с включением лампы в диа-
гональ моста (рис. 9-2,г). Генератор зажигающих импульсов должен
вырабатывать импульсы (UB, рис. 9-2, д) в моменты, когда мгно-
венное значение сетевого напряжения превышает напряжения зажи-
гания лампы. Для предотвращения перехода лампы в режим стацио-
нарного горения в этом случае следует в двух плечах моста приме-
нить управляемые вентили, например тиристоры.
С учетом возможной точности синхронизации, напряжения зажи-
гания лампы и разброса напряжения ее погасания длительность оди-
ночного импульса в такой схеме при частоте сети 50 Гц может ре-
гулироваться примерно от 1 до 8 мс. Продолжительность серин вспы-
шек может изменяться в широких пределах, ограничиваясь перегре-
вом лампы.
Энергию W одиночной вспышки лампы при питании от сети пере-
менного тока с амплитудным напряжением Z7a можно оценить из вы-
1 Газоразрядные лампы большого диаметра, напротив, не гаснут
при переходе напряжения через нуль. На этом основано, в частности,
питание безбалластных трубчатых ламп- большой мощности [Л.0-6].
ражения (У-2), считая сопротивление лампы Rn постоянным и Гп =
=ГИ=0:
h
J<9-2>
tl
(ti, t2—моменты начала и окончания разряда; 7?0—балластное со-
t 1
противление; со — круговая частота; функция/7 (/) = ———sin2co/,
2 4со
ход которой для частоты сети 50 Гц изображен на рис. 9-4 сплошной
Рис. 9-4. График для оценки
энергии вспышки импульсной
лампы при питании от сети пе-
ременного тока в зависимости
от фазы включения, эффектив-
ного сопротивления лампы (/,
2, 3 — 1 Ом, 4, 5, 6 — 3 Ом) и
балластного сопротивления (/,
4 — 0; 2,5 — 1 Ом; 3,6— ЗОм).
Стрелки — р азброс энергий
вспышек длительностью 10 мс
при колебании Rs от 1 до 3 Ом
для ламп с 7?л=1 и 3 Ом.
Пример. Лампа с сопротивлени-
ем 7?л=1 Ом зажглась через 3 мс
после того, как напряжение сети
прошло через нулевое значение
(т. е. t2=7 мс, (7сети =25° В,
F2=4,3-10~3), горела в течение 6 мс
н погасла при Л=1 мс (т. е.
^Сети =^° в* Л=0,1-10“>). Энер-
гия вспышки при С7а=310 В и =
=1 Ом находится нз формулы (9-2):
(4,3-10—3—0,1-Ю-s)=99 Дж.
(Ж)2
Эта точка лежнт на кривой 2.
мс
линией). При /?л = 1 Ом (например, лампа ИФК 120) и R^—О энер-
гия вспышки, начавшейся при t—О и погасшей через */s периода,
как видно из рис. 9-4 (кривая 1), близка к 500 Дж. Уже через 3,5 мс
она превышает 120 Дж. За полпериода энергия не может превысить
120 Дж при /?с=1 Ом (кривая 2) и 40 Дж при /?б= 3 Ом (кривая 3).
На практике Rs составляется из выходного сопротивления пони-
жающего трансформатора подстанции (обычно около 0,1 Ом), сопро-
тивления кабелей от подстанции до здания, внутренней проводки,
предохранителей и счетчика (обычно от 0,15 до 1,2 Ом) и добавоч-
ного резистора, включаемого последовательно с лампой в осветитель-
ный прибор (например, 0,8 Ом). Из этих величин самой неопреде-
ленной является сопротивление сети, которое в протяженных заго-
родных линиях может достигать нескольких ом. Это обстоятельство
серьезно осложняет использование приборов с мощными импульсны-
ми лампами при прямом сетевом питании (энергия вспышки кото-
рых, как видно из рис. 9-4, может изменяться примерно на порядок).
Регулировка Регулировка
энергии вспышки частоты
10 Ом, 15Вт
ЮМ
220 В
50 Гц
Тн-1
2 шт.
поел
гуюгг
’ г5 D
витков
0,1 __
мк -т-
0,01 мк
ИФК 120 Ип
ИТр
500
витков
Рис. 9-5. Пример элек-
трической схемы пря-
мого сетевого питания
лампы ИФК 120.
О-
Значительно меньший разброс энергии вспышки в зависимости от
сопротивления сети можно получить при использовании маломощных
ламп с увеличенным внутренним сопротивлением. Например, для лам-
пы с эффективным сопротивлением 3 Ом (кривые 4—6 на рис. 9-4,
соответствующие Дб=0; 1 и 3 Ом) разброс энергии вспышки при из-
менении сопротивления сети от 0 до 3 Ом почти в 4 раза меньше,
чем для лампы с сопротивлением 1 Ом. Для некоторых целей, напри-
мер для световой сигнализации или декоративных эффектов, энергия
вспышки 10 Дж вполне достаточна и применение подобных схем пи-
тания рационально.
Регулирование энергии вспышки при заданном сопротивлении
сети может осуществляться в таких схемах либо введением дополни-
тельного активного балласта, либо путем изменения фазы зажигаю-
щего импульса, либо шунтированием лампы разрядником или им-
пульсным тиристором.
На рис. 9-5 приведен пример простейшей схемы сетевого пита-
ния трубчатой лампы. Эта схема может использоваться, например,
в устройствах сигнализации или для создания декоративных эффек-
тов. Энергия вспышки может регулироваться от нескольких джоу-
лей до нескольких десятков джоулей, частота — примерно от 0,3 до
3 Гц. Зажигание лампы происходит в момент, когда сетевое напря-
жение достигает амплитудного значения; длительность вспышки —
около 4 мс. Обмотки импульсного трансформатора ИТр наматыва-
ются на каркасе диаметром 8 мм и высотой 12 мм, сначала (слоя-
ми) высоковольтная (провод 0 0,09 мм), а затем первичная (провод
0 0,4 мм).
На рис. 9-6 представлена схема питания трубчатой лаМпы, вклю-
чаемой в сеть через повышающий трансформатор последовательно с
тиристором Т. Схема (пат. США № 3497768) рекомендуется для ста-
ционарных фотоосветительных устройств. Если замыкание кнопки К
происходит во время «положительной» полуволны напряжения, то
тиристор открывается только после изменения полярности напряже-
ния сети, при этом происходит зажигание лампы и через нее уста-
навливается дежурный ток (конденсатор 10 мкФ разряжается через
Рис. 9-6. Электрическая схема получения одиночной вспышки лам-
пы, питающейся непосредственно от сети переменного тока через по-
вышающий трансформатор.
й —рабочий ток во время «положительной» полуволны напряжения; 12 — ток,
выключающий тнрнстор во время «отрицательной» полуволны напряжения;
i3 — дежурный ток через лампу во время «отрицательной» полуволны напря-
жения.
резистор 330 Ом), подпитывающий лампу в течение всей «отрица-
тельной» полуволны. После второго изменения полярности сетевого
напряжения через лампу начинает проходить импульс тока от сети
длительностью около 8 мс. Повторная вспышка возможна только пос-
ле отпускания и повторного замыкания кнопки /С.
9-4. Общие характеристики схем
с емкостными накопителями энергии
Электрические схемы питания импульсных ламп с ем-
костными накопителями энергии получили наибольшее
распространение. Они позволяют в широких пределах
варьировать параметры световых импульсов по энергии,
длительности, частоте и крутизне фронта вспышек, а так-
же другим характеристикам.
Известно множество видов устройств для заряда кой-
денсаторов, начиная от резистора в зарядной цепи по-
стоянного тока и кончая сложнейшими преобразователя-
ми, содержащими нелинейные элементы, трансформато-
ры, промежуточные накопители энергии, переключатели
и т. п.
Зарядные устройства (ЗУ) характеризуются следую-
щими параметрами:
1) напряжение первичного источника питания 77х.х,
поступающее на вход ЗУ, а также род тока — постоян-
ный или переменный;
2) максимальное выходное напряжение ЗУ в режиме
холостого хода UM и наибольшее напряжение на нако-
пительном конденсаторе перед вспышкой t70;
3) коэффициент преобразования ЗУ по напряжению
Лп= £Л,т/£Дс.х;
4) максимальный входной ток ЗУ 1М, определяющий
максимальную выходную мощность, которая отбирается
от первичного источника питания PM=IMUX.X-,
5) средняя входная мощность ЗУ за цикл заряда Т:
т
Рср= (U*.x/T) J i(t)dt, i(t) — выходной ток первично-
0
го источника;
6) энергия, накапливаемая за цикл заряда в нако-
пительном конденсаторе емкостью С: W=C(U% —
— гДе ^ост — остаточное напряжение на конден-
саторе после вспышки;
7) средняя выходная мощность ЗУ Рср.вых, равная
произведению энергии, накапливаемой за один цикл за-
ряда, на частоту этих циклов (f): РСр .вых —
8) коэффициент использования источника питания —
отношение средней мощности поступления энергии в на-
копитель к максимальной выходной мощности, отбирае-
мой от источника питания при периодической работе ЗУ:
Kn=Wf/PM;
9) к. п. д. ЗУ, определяемый как отношение средней
мощности поступления энергии в накопительные конден-
саторы к средней входной мощности ЗУ за цикл заряда:
tj=Wc₽;
10) коэффициент мощности Км',
11) наибольший выходной ток ЗУ;
12) масса и объем ЗУ;
13) надежность;
14) стоимость.
Коэффициент использования источника питания име-
ет особое значение, когда заряд накопителя произво-
дится от источника с ограниченной мощностью. Напри-
мер, при применении схемы заряда через активное соп-
ротивление, когда Uo=O,7UM, полезная выходная мощ-
ность ЗУ составляет только максимальной мощности,
отбираемой от источника питания (/<и=0,2). Если бы
вся отбираемая от источника энергия поступала в нако-
питель (/<и— 1), это означало бы, что в ЗУ отсутствуют
потери энергии (к. п. д. равен единице), во входной цепи
ЗУ нет реактивных токов (Дм=1) и потребление энер-
гии на входе ЗУ в течение зарядного цикла, характери-
зуемое некоторым коэффициентом /<р, равномерно (Лр=
= 1), т. е. Ли=к. п.. д.ХЛмХ-Кр [Л. 9-2а]. Требование
наиболее полного использования мощности источника яв-
ляется одной из специфических особенностей схем пита-
ния импульсных ламп. Особенно трудно создать схемы
ЗУ, у которых входная мощность, а следовательно
и входной ток приблизительно постоянны в течение все-
го зарядного цикла. У лучших типов ЗУ коэффициент
Ди в наиболее благоприятных условиях может достигать
значения 0,7. Однако если в качестве источников пита-
ния применяются, например, автономные генераторы
или аккумуляторы, которые при заданной средней мощ-
ности допускают кратковременное многократное превы-
шение выходной мощности, то коэффициент /<и опреде-
ляется, как отношение накопленной энергии к мощности,
средней за цикл [Л. 9-11, 9-12, 9-16], и выражается про-
изведением к. п. д. на Дм. В этом случае его значение
для лучших ЗУ может достигать 0,9.
Под коэффициентом мощности во входной цепи ЗУ,
питающегося от источника переменного тока, обычно
понимают некоторое среднее за цикл заряда отношение
активной мощности к полной. Так как во входных цепях
ЗУ часто имеются трансформаторы и дроссели, то коэф-
фициент мощности носит индуктивный характер и для
его компенсации могут использоваться конденсаторы.
Однако осуществить полную компенсацию реактивной
составляющей тока в течение всего цикла заряда обыч-
но не удается, поскольку она непостоянна во время
цикла.
Иногда в качестве ЗУ, работающих от источников
постоянного тока, применяют генераторы, которые в те-
чение одной части периода собственных колебаний пот-
ребляют ток от источника питания, а в течение другой •—
частично возвращают ток в источник. При этом полная
мощность во входной цепи, определенная как произве-
Рис. 9-7. Однотактный тиристорный генератор (t/x.x=27 В, входной
ток до 70 А, выходное напряжение 1,7 кВ, частота 5 кГц) с вход-
ным фильтром и осциллограммы тока во входной цепи без фильтра
и с фильтром.
дение напряжения источника питания на действующее
значение тока в этой цепи, существенно превышает ре-
альную активную мощность, отбираемую от источника.
Такой режим работы генератора может иметь место пос-
ле того, как закончился процесс заряда конденсатора до
заданного напряжения, и при этом порция энергии, на-
копленная в генераторе преобразователя за время его
собственного периода колебаний, через специальную ог-
раничительную обмотку трансформатора сбрасывается
обратно в источник питания [Л. 9-3]. На рис. 9-7 в ка-
честве примера представлены осциллограммы тока во
входной цепи однотактного тиристорного преобразовате-
ля [Л. 9-4—9-6] и схема входного фильтра, исключаю-
щего прохождение отрицательных импульсов тока в ис-
точник питания. Использование такого фильтра позво-
ляет в режиме ограничения понизить ток, потребляемый
из источника питания, до значения, которое определяет-
ся только собственным потреблением генератора в ре-
жиме холостого хода. Действие фильтра основано на
вентильном характере входного элемента приведенной
схемы. Конденсатор Сп заряжается резонансно через Дь
L3, Wi и дроссель насыщения LH. В момент начала полу-
волны обратного тока в контуре L3 (Зб мкГ), Сф, Ln, wx
(3 витка) происходит перемагничивание сердечника
дросселя LH и на нем генерируется импульс, который че-
рез диод Д2 включает тиристор Т (ТЧ 100); при этом
происходит импульсный разряд конденсатора Сп
(100 мкФ) через тиристор на обмотку ®i и в обмотке
и?з (96 витков) генерируется импульс тока, который че-
рез трансформатор, диод Дц (4 шт. 2Д206В) и дроссель
£в (2,5 мГ) передается в конденсатор С; .после прекра-
щения импульса дроссель LB разряжается через диод Д5
на конденсатор С. Такой тиристорный однотактный ге-
нератор может иметь /Сп»Ю0. Выходное напряжение
генератора в режиме холостого хода определяется не
только коэффициентом трансформации повышающего
трансформатора, но и добротностью контура, образо-
ванного элементами L3 и Сп. Для исключения резонанс-
ной раскачки, контура L3, Сп выше допустимого напря-
жения, например, 120 В, применена обмотка w2 (1 виток)
и диод Дз, которые при этом напряжении резко снижа-
ют добротность контура генератора, сбрасывая накоп-
ленную в реактивных элементах энергию в конденсатор
фильтра Сф.
Значимость наибольшего выходного тока ЗУ опреде-
ляется тем, что сразу после вспышки лампы, когда ее
газоразрядный промежуток еще заполнен сильно иони-
зированным газом и обладает низким сопротивлением,
выход ЗУ оказывается зашунтированным этим сопро-
тивлением, в результате чего в лампе может возникнуть
стационарный дуговой разряд и она перестает управ-
ляться. Чтобы лампа не переходила в режим непрерыв-
ного горения, необходимо включить в разрядный контур
какой-либо коммутирующий элемент, отключающий
лампу после вспышки от накопительного конденсатора,
или ограничить выходной ток ЗУ так, чтобы заряд нако-
пительного конденсатора (рост напряжения на электро-
дах лампы) происходил медленнее, чем восстановление
Рис. 9-8. Возможные кривые
выходного тока ЗУ при пита-
нии лампы ИСШ 15 в режиме
/=500 Гц, №=0,03 Дж, С=
=0,05 мкФ, До =И 00 В.
I— кривая ВЭПП; II— соответству-
ющая кривая наибольшего выход-
ного тока. i=C du(t)ldt; III — при-
мер возможной кривой зарядного
тока; IV— заряд конденсатора по-
стоянным выходным током.
электрической пробивной прочности (ВЭПП) лампы в
послеразрядный период. Скорость ВЭПП лампы нара-
стает наиболее медленно в первые 10“5—10-2 с, и имен-
но в это время необходимо ограничивать силу тока за-
рядного устройства, особенно при использовании им-
пульсных ламп в повышенных частотно-мощностных
режимах. При этом иногда приходится отказываться от
заряда через активное сопротивление или от использо-
вания схем с равномерным потреблением мощности по
входу и применять либо управляемые ключи, посредст-
вом которых создается «пауза» тока в зарядной цепи
(пат. США № 3543125, 3780344, 3828222), либо схемы с
плавным нарастанием тока в выходной цепи ЗУ, соответ-
ствующим графикам на рис. 9-8. Наибольший выходной
ток зарядного устройства (кривая II) определяется функ-
цией i(t) =Cdu(t)/dt, где u(t) —функция ВЭППлампы
(кривая /). При таком заряде напряжение на конденсато-
ре не переходит за кривую ВЭПП и вместе с тем обеспе-
чивается наиболее быстрое из всех возможных достиже-
ние заданного Uo. Очевидно, что заряд накопительного
конденсатора можно производить импульсом тока лЮ-
бой формы и амплитуды с условием, что к произвольно-
му моменту времени Т площадь, лежащая под кривой
зарядного тока (заштрихованная площадь под кри-
вой III), должна быть меньше или равна площади, ле-
жащей под кривой наибольшего выходного тока. При
этом пик импульса зарядного тока не ограничивается и
может быть существенно больше или меньше пика им-
пульса наибольшего выходного тока (например, если
процесс ВЭПП завершился, то заряд может быть про-
изведен импульсом тока, имеющим длительность не-
сколько микросекунд и огромную амплитуду). Однако
использование импульсов тока большой силы в общем
случае приводит к снижению к. п. д. зарядного устройст-
ва и к ухудшению равномерности потребления входной
мощности, а при заряде малым током удлиняются ин-
тервалы между вспышками. При заряде конденсатора
импульсом тока постоянной силы, когда потери энергии
в выходной цепи зарядного устройства минимальны
(кривая IV на рис. 9-8) необходимо производить огра-
ничение тока в начальный период заряда с учетом кри-
вой наибольшего выходного тока.
Коэффициент полезного действия зарядного устрой-
ства можно выразить как отношение энергии, запасен-
ной в накопительном конденсаторе за цикл заряда W,
ко всей энергии, поступившей в зарядное устройство за
этот же период времени. Считая, что в ЗУ отсутствуют
элементы, способные накапливать сколько-нибудь зна-
чительные количества энергии, можно принять, что вся
энергия, поступившая в него за цикл заряда, равна
энергии, накопленной в конденсаторе, и потерям энер-
гии в элементах ЗУ:
п == ----
1 w + wn
(9-3)
Таким образом, задача повышения к. п. д. зарядного
устройства, по существу, сводится к уменьшению по-
терь энергии в его элементах.
В схемах заряда накопительного конденсатора че-
рез активное сопротивление к. п. д. не превышает 50%;
эти схемы не экономичны и требуют отвода тепла от
резистора. Поэтому предпочтение отдается способам за-
ряда, при которых ограничение зарядного тока произво-
дится реактивными и ключевыми элементами с малым
активным сопротивлением (см., например, схему
рис. 9-9). Такие схемы могут иметь к. п. д., приближаю-
щийся к 100%, при условии, что
п 0 т
(9-4)
где in— мгновенное значение тока в каждом из п эле-
ментов, по которым проходит ток от источника питания
Рис. 9-9. Схема ЗУ с транзистором и балластным дросселем и гра-
фики электрических процессов в схеме.
а — выходное напряжение генератора прямоугольных импульсов ГПИ; б — ток
в транзисторе; в —• ток в диоде в процессе разряда дросселя на накопительный
конденсатор; г — ток в дросселе.
до накопительного конденсатора; Rn— активное сопро-
тивление каждого элемента с учетом поверхностного эф-
фекта, потерь на электромагнитное излучение, потерь в
ферромагнитных материалах, диэлектриках и пусковых
потерь полупроводниковых элементов, включая потери
энергии, вызванные протеканием обратных токов в по-
лупроводниковых приборах, и т. п.; Wm—энергия, пот-
ребляемая за цикл каждым из т вспомогательных эле-
ментов.
Иными словами, количество элементов, по которым
проходит ток в цепях между первичным источником пи-
тания и накопительным конденсатором, и их сопротив-
ления, так же как и число вспомогательных элементов,
потребляющих энергию во время цикла заряда накопи-
тельного конденсатора, и их потребление, должны быть
по возможности минимальными. В то же время должно
быть минимальным действующее значение тока в каж-
дом из элементов при требуемом среднем значении вы-
ходного тока ЗУ, т. е. импульсы тока, проходящие по
зарядным цепям и имеющие часто сложную форму, долж-
ны быть по возможности наиболее длительными, а их
максимальные выбросы должны быть как можно мень-
ше, приближаясь к среднему значению тока в каждой
рассматриваемой цепи.
Эти рекомендации позволяют количественно сопоста-
вить различные схемные и конструктивные решения эле-
ментов зарядных устройств в отношении к. п. д. '
Например, для ЗУ, состоящего из управляемого клю-
ча Т, балластного дросселя L и перезарядного диода Д
(рис. 9-9), энергия потерь за цикл заряда состоит из
энергии, израсходованной на питание генератора пря-
моугольных импульсов, потерь в открытом транзисторе
и его коммутационных потерь, потерь в дросселе и дио-
де. Зная осциллограммы тока в каждом элементе и ак-
тивное сопротивление этого элемента во время импуль-
са тока, можно с достаточной точностью оценить всю
энергию потерь, и, отнеся ее к энергии, накопленной в
конденсаторе, вычислить к. п. д. зарядного устройства
по формуле (9-3).
Вопросы минимизации ЗУ по массе и объему при мак-
симально возможном к.п.д. к настоящему времени раз-
работаны недостаточно. При проектировании ЗУ с реак-
тивными ограничивающими ток элементами следует
стремиться к тому, чтобы отношение энергии потерь в
каждом из элементов ЗУ к массе (или объему) этого
элемента было примерно одинаковым для всех элемен-
тов. Так, если в ЗУ, собранном по схеме рис. 9-9, при
использовании полупроводниковых приборов в номи-
нальном режиме по средней мощности, на транзистор
и дроссель падает по 40% всех потерь, но масса тран-
зистора составляет 3%, а масса дросселя — 80% общей
массы ЗУ, то целесообразно применить в схеме несколь-
ко параллельных транзисторов, уменьшив потери в ком-
мутирующем элементе и повысив его массу, скажем, до
Ю—15% общей массы ЗУ за счет уменьшения массы
дросселя и соответственно повышения доли потерь в
нем, например, на 10%. Масса зарядного устройства при
этом не возрастет, а к.п.д. станет выше. Разумеется, та-
кая оптимизация должна вестись с учетом многих пара-
метров зарядных элементов и свойств электрической
схемы.
9-5. Обзор различных видов зарядных устройств
Зарядные устройства в основном выполняют две
функции: согласование напряжения первичного источ-
ника питания с напряжением на накопительном конден-
саторе и ограничение зарядного тока для предотвраще-
ния перегрузки источника и защиты лампы от перехо-
да в режим непрерывного горения.
На рис. 9-10 представлена схема классификации ви-
дов ЗУ для питания импульсных ламп от накопительных
конденсаторов.
Два вида первичных источников питания — перемен-
ного и постоянного напряжения, вообще говоря, могут
быть преобразованы один в .другой с помощью инверто-
ра или выпрямителя [Л. 9-7]. Необходимость перехода
от переменного к постоянному напряжению возникает,
например, в случае работы импульсной лампы с часто-
той вспышек, не кратной частоте переменного тока, а об-
ратный переход необходим при использовании повы-
жение может быть получено не только синусоидальной,
источник постоянного напряжения) или когда применен-
ное ЗУ может работать только от источника переменно-
го напряжения. При этих переходах переменное напря-
жение может быть получено не только синусоидальной,
но и трапецеидальной или прямоугольной формы. В вы-
прямителях питания могут использоваться всевозмож-
ные схемы выпрямления: одно- и двухполупериодные,
мостовые, трехфазные, схемы с умножением напряже-
ния и т. п., в качестве инверторов — различные полу-
проводниковые преобразователи, вибро- и электрома-
шинные преобразователи.
Особое место занимают способы заряда при выход-
ном напряжении первичного источника, возрастающем
вместе с напряжением на накопительном конденсаторе
(реализация подобного режима возможна также в слу-
чае использования ЗУ групп 3, 4 или 5).
Если генератор (первичный источник или его комби-
нация с соответствующим ЗУ групп 3, 4 или 5) с линей-
но нарастающей от нуля до UM э. д. с. имеет внутреннее
сопротивление ДВн и во избежание обратного разряда
конденсатора на генератор включен последовательно с
диодом, имеющим внутреннее сопротивление
(рис. 9-11,а), то при сопротивлении проводов /?п за-
рядный ток равен: — —е i,RC)> где/?—
—Лвн+/?д+/?п; Т— продолжительность заряда. Поте-
ри энергии за цикл заряда равны:
т
Гп = R J ia (/) dt = R (Т —
о
У такого процесса к. п. д. равен:
TJ = --------!---------- «5----!---
27?С ЗЯ2С2 2RC
‘ Т ' Т
(9-5)
и приближается при T^>RC к единице.
Напряжение на С
Рис. 9-11. Схемы заряда накопительного конденсатора от источни-
ков нарастающего напряжения.
включения
Ток заряда
Напряжение
а — линейное нарастание напряжения; б — заряд через автотрансформатор с
изменяемым коэффициентом трансформации; в — заряд от батареи с поочеред-
ным подключением элементов; г — заряд за одну полуволну от источника пере-
менного синусоидального напряжения.
Если напряжение плавно возрастает по любому дру-
гому закону, то при T^>RC оценка к. п.д. дает ненамно-
го меньшие значения, чем в случае линейного нараста-
ния напряжения.
Способ заряда такого характера может применяться
при большой емкости конденсатора, работающего в ре-
жиме редких разрядов, если в качестве источника пита-
ния используется автономный генератор с возбуждени-
ем, обеспечивающим практически неизменный выходной
ток при любом значении выходного напряжения. Подоб-
ный же случай имеет место при использовании генера-
тора переменного тока с выходным вентильным устрой-
ством, у которого сила выходного тока ограничена ин-
дуктивным сопротивлением фаз генератора [Л. 9-8].
Рис. 9-12. Конечные значения (точки, относительные единицы) на-
пряжения на конденсаторе, заряжаемом за одну полуволну перемен-
ного тока при различных значениях постоянной времени зарядной
цепи. Пунктир — нарастание напряжения на конденсаторе при
RC=T/8.
Имитировать генератор линейно нарастающего напря-
жения можно, используя автотрансформатор с плав-
но меняющимся коэффициентом трансформации
(рис. 9-11, б), а также схему заряда, содержащую п по-
следовательно соединенных источников питания посто-
янного напряжения, которые один за другим присоеди-
няются к накопительному конденсатору через соответ-
ствующие ключи (рис. 9-11, в). У такой схемы к.п. д.
может в пределе достигать т] = п/(п-)-1), если интервал
между моментами замыкания очередных ключей много
более RC [Л. 7-45, пат. США № 3917937].
Наконец, аналогичный характер имеет безбалласт-
ный заряд конденсатора малой емкости за одну полу-
волну при его подключении к источнику переменного
напряжения через ключ и диод (рис. 9-11, г — во избе-
жание сильных всплесков тока замыкание ключа долж-
но производиться при обратном напряжении на диоде).
При малом R к. п. д. здесь также приближается к едини-
це и конечное напряжение на конденсаторе равно ампли-
туде переменного напряжения, тогда как при заметном R
обе величины могут быть существенно ниже (рис. 9-12).
Схемы безбалластного заряда накопительных конденсаторов не
следует смешивать со схемами заряда без внешнего ограничитель-
ного сопротивления. Первичный источник вроде высоковольтной ба-
тареи химических элементов с большим внутренним сопротивлением
(например, батарея для электронных фотовспышек типа ЗЗОЭВМЦГ-
1000 с э. д. с. 330 В и внутренним сопротивлением 1—5 кОм) заря-
жает конденсатор без всякого ЗУ при непосредственном соединении
(ограничителем тока здесь является внутреннее сопротивление ба-
тареи).
Остальные виды заряда целесообразно рассмотреть
в соответствии с классификацией, приведенной на
рис. 9-10 (иногда для удобства изложения нарушая пред-
ставленный на схеме порядок).
а) Заряд конденсатора от источника постоянного
напряжения с э. д. с. £7Х.Х и балластным сопротивлением
R (группа 1-1). Зарядный ток определяется функцией
а подводимая к конденсатору мощность Р и средняя
мощность РСр за время заряда t*—выражениями
I)2
Р = *,х
R
e~tlRC _ e~wc^ и рср = (J _
Р и РСр проходят через максимумы в моменты вре-
мени соответственно 0,69 RC и 1,24 RC, когда они при-
нимают значения U* х /47? и U2 X /4,96 R. В момент вре-
мени 1,24 RC напряжение на конденсаторе равно 0,71 U,
а накопленная в нем энергия равна половине полной,
т. е. CU^x/4. Если заряд повторять периодически в ре-
жиме наибольшей выходной средней мощности, то коэф-
фициент /(и использования источника питания равен
0,206, а к. п. д. (вычисленный по формуле т]=(1—
—e~t,KC)/2 [Л. 9-9]) равен 0,355. Производя заряд
конденсатора до большего напряжения, например до
0,96 <7х.х, можно повысить к. п. д. почти до 0,5, но при
этом почти в 2,5 раза снизится Rn-
Если в зарядной цепи применяется переменное соп-
ротивление, которое во время заряда меняется от /?Макс
до нуля таким образом, чтобы ток все время оставался
неизменным и равным 47х.х|/ макс, то характеристики ЗУ
несколько улучшаются: /Си повышается до 0,5, источник
нагружается на полную мощность, к. п. д. повышается
до 50%, время заряда конденсатора сокращается до ми-
нимума /зар=^?максС, а напряжение на конденсаторе к
концу /вар достигает значения напряжения источника пи-
тания. Такое зарядное сопротивление может, например,
состоять из резистора /?макс, параллельно которому в ка-
честве регулируемого от бесконечности до нуля баллас-
та подсоединен транзистор.
Неполный разряд конденсатора (погасание лампы
при существенном остаточном напряжении на накопи-
тельном конденсаторе) также приводит к повышению
к. п. д., поскольку потери энергии в балластном сопро-
тивлении особенно велики в начальной стадии заряда
при низком напряжении на конденсаторе.
б) Заряд конденсатора от источника постоянного
напряжения через линейный дроссель с диодом (груп-
па 1-2) происходит с удвоением напряжения на конден-
саторе. Схема такой цепи представлена на рис. 7-8,6.
Для случая, когда период между вспышками значитель-
но больше полупериода колебаний контура, состоящего
из дросселя L и накопительного конденсатора С, заряд
происходит импульсом тока, имеющим форму полувол-
ны синусоиды, и характеризуется сравнительно высоким
/Си (около 0,64). У такой схемы к. п. д. может прибли-
жаться к единице, если активные сопротивления дроссе-
ля и диода малы. Однако практически эти потери при-
ходится учитывать и к. п. д. лежит в пределах от
0,5 до 1. Его можно определить из выражения т]=(1—
—е~яг/21-)/2 [Л. 9-9].
В случае апериодического режима заряда к. п. д. за-
рядной цепи, образованной индуктивным и активным
сопротивлениями (группа 1-3), должен быть меньше 0,5
и наличие дросселя только несколько замедляет нара-
стание напряжения на накопительном конденсаторе в
начальной стадии заряда и ускоряет его в конце цикла
по сравнению со случаем заряда через постоянное ак-
тивное сопротивление.
Ход напряжения на конденсаторе в этой схеме опре-
деляется выражением
н (/) — t/x.» 1
— ехр (— и/) sin (nt + Р)
п
(где a=R/2L-, п=у cog— а2; соо= |/ \ILC\ ₽=arctgn/a),
ток в зарядной цепи
i (0 = (t/x.x/Ln) exp (— at) sin (nt),
а время, необходимое для заряда до максимального на-
пряжения, Т = — п . Пример графиков,
V t/LC — RIW
построенных по этим формулам, вместе с графиками на-
Рис. 9-13. Кривые относитель-
ных значений напряжения на
накопительном конденсаторе
(0,2 мкФ) (сплошные линии)
и тока в зарядной цепи
(штрихпунктир).
I — заряд от источника постоянного
напряжения через комбинированную
зарядную цепь (/?=800 Ом, L=
=80 мГ); II — заряд только через
резистор 800 Ом; III — заряд толь-
ко через дроссель 80 мГ.
пряжения при заряде через постоянное сопротивление
и через индуктивность показан на рис. 9-13.
Применение нелинейных дросселей в зарядных це-
пях позволяет еще больше замедлить скорость нараста-
ния напряжения на конденсаторе в начальной стадии
заряда. К недостаткам схемы заряда через дроссель
следует отнести значительные размеры балластных эле-
ментов при большой длительности зарядного цикла.
в) Заряд конденсатора от источника постоянного
напряжения через цепь с промежуточными индуктивны-
ми и емкостными накопителями энергии (группа 1-4)
позволяет при применении реактивных балластных эле-
ментов и ключей сократить размеры зарядных устройств
[Л. 9-9а]. Примеры таких схем представлены на
рис. 9-9 и 9-14. Во второй схеме после заряда конденса-
ора Ci до удвоенного напряжения источника питания
подается управляющий импульс на тиристор Т и проис-
ходит разряд малого конденсатора Ci коротким им-
пульсом тока на основной накопительный конденсатор С
через дроссель Ь2. Когда тиристор выключается, энер-
гия, накопленная в дросселе L2, по контуру Д2—Ь2—С
перекачивается в конденсатор С (импульс тока iR2 на
рис. 9-14,6). В конце серии зарядных импульсов напря-
жение на конденсаторе С примерно равняется напряже-
нию источника питания. У этого ЗУ к. п. д. может быть
достаточно высок и определяется добротностью конту-
Рис. 9-14. Принципиальная схема ЗУ с балластными реактивными
элементами, выполняющими роль промежуточных накопителей энер-
гии. Общая поступающая в накопитель энергия разделяется на пор-
ции, которые последовательно передаются в накопитель.
а — осциллограмма напряжения на накопителе Ci и тока (пунктирная кривая)
во входной цепи; б — то же тока в выходной цепи, состоящего из импульса
от Ci (заштрихованная площадь) н импульса перезарядки (пунктир).
б)
ров, образованных дросселями и конденсаторами, и поте-
рями энергии в полупроводниковых приборах. Ди также
достаточно высок, поскольку значение входного тока
почти неизменно в течение всего цикла заряда.
г) Вентильные схемы зарядных устройств с ограничи-
вающими элементами (группы 6-17—6-21) предназна-
чаются для заряда накопительных конденсаторов от
источников переменного напряжения. Эти устройства по
характеру протекающих в них процессов приближаются
к устройствам первых четырех групп, однако их расчет
осложняется из-за колебательного характера действую-
щего на зарядную цепь напряжения. Расчеты эти тру-
доемки, и при их выполнении пользуются машинными
методами. Для ориентировочных оценок можно поль-
зоваться результатами, представленными в Виде графи-
ков. В схеме с резистором (рис. 9-15) заряд в начале
до и! м=0,6) идет примерно в 4 раза медленнее,,
чем от источника постоянного напряжения. Применение-
мостовой схемы выпрямления увеличивает скорость за-
ряда вдвое. Характер зарядной кривой в этой схеме поч-
ти не зависит от частоты колебаний сетевого напряже-
ния, если период колебаний много меньше, постоянной
времени RC зарядной цепи. У такого ЗУ к. п. д. при
условии заряда накопительного конденсатора до значе-
Рис. 9-15. График нарастания напряжения на накопительном кон-
денсаторе при заряде его от источника переменного напряжения че-
рез однополупериоднын выпрямитель и балластный резистор. Пунк-
тир — зарядная кривая при использовании источника постоянного
напряжения [Л. 9-10].
Рис. 9-16. Зависимость относительного напряжения на накопитель-
ном конденсаторе от приведенного времени при различных 7?/wL для
схемы заряда конденсатора от сети переменного тока через балласт-
ный дроссель [Л. 9-11].
ния, близкого к UM, не превышает 0,5 (практически на-
ходится в пределах 0,3—0,4). Искажение формы тока
вызывает появление высших гармоник в зарядной
цепи; /См для этой схемы менее 0,1 и может быть,
вычислен из графика рис. 9-15 (то же относится
к рис. 9-16, 9-18 и 9-19) по формуле: Ки= (п//7м)2/2лт,
в которую подставляются соответствующие каждой точ-
ке графика значения u!UK и приведенного времени
t=t/RC или r—(t/T) • (to2/©2) [Л. 9-2а].
Вентильные ЗУ с балластным линейным дросселем
(группа 6-18) поглощают небольшую долю энергии, про-
ходящей через них при следовании импульсов зарядно-
го тока. Большая часть энергии, накопившейся в дрос-
селе при прохождении импульса тока, передается в на-
копительный конденсатор, благодаря чему заряд по
сравнению со схемой с активным балластом при- рав-
ной потребляемой энергии значительно ускоряется
(франц, пат. № 2237396). На рис. 9-16 представлены
соответствующие графики зависимости напряжения от
времени, отнесенного к параметрам зарядной цепи (7—
период колебаний сетевого напряжения, <и—угловая ча-
стота источника питания, <в0 = l/]/ZC), при мостовой
схеме выпрямления. Подразумевается, что продолжи-
тельность заряда здесь намного
баний питающего напряжения
(расчетные графики зарядного
тока, напряжения на дросселе,
потребляемой мощности, ко-
эффициента использования
источника /Си, к. п. д., коэффи-
циента мощности и др. приве-
дены в [Л. 9-11, 9-12]). Коэф-
фициент мощности устройства,
начав с наименьшего значения
в начале заряда, проходит че-
рез максимальное значение
(при w/(7M=0,6-=-0,8) и умень-
шается к концу заряда. Его
максимальное значение 0,75—
0,82 зависит от отношения
R/aL. Предельное значение
/Си Для этой схемы составляет
больше периода коле-
Рис. 9-17. Пример схемы
каскадного генератора с
учетверением напряже-
ния.
0,17, причем увеличение отношения R/aL снижает Ки не-
значительно. У этой схемы к. п. д. снижается с увеличе-
нием потерь в зарядной цепи и при R/aL=0,3 равен 0,69.
При включении дросселя после выпрямительного мо-
ста характер работы и методы расчета ЗУ изменяются
и приближаются к условиям заряда через дроссель от
источника постоянного (точнее, пульсирующего) нап-
ряжения) .
Вентильные ЗУ с балластным конденсатором (груп-
па 6-19) разделяются на два вида: устройства с умно-
жением напряжения (рис. 9-17) [Л. 9-13, 9-14, пат. США
№ 3600996, 3780344] и устройства с ограничивающим
конденсатором. Обычно последний конденсатор в каска-
де используется в. качестве накопителя энергии, а все
предыдущие — в качестве ограничителей зарядного тока.
Скорость заряда накопителя определяется отношением
емкости наименьшего из ограничительных конденсато-
ров к емкости накопителя, коэффициентом умножения
напряжения и частотой питающей сети. У такого ЗУ
к. п. д. практически может достигать 0,75, однако боль-
шое число конденсаторов в схеме приводит к увеличе-
нию массы и размеров, особенно при значительных мощ-
ностях. Ток во входной цепи имеет импульсный знако-
переменный характер, /Си невелик.
Рис. 9-18. Схема ЗУ с балластными конденсатором и дросселем (пи-
тание переменным током). Графики зависимости относительного на-
пряжения на накопительном конденсаторе от приведенного времени
при ЛсДь=2,4 и при различных значениях R/aL (7 —период сете-
вого напряжения, со — круговая частота, соо= / 1/LC) [Л. 9-11].
ЗУ только с ограничивающим конденсатором (без
дросселя) в зарядном контуре вызывает большие иска-
жения формы тока, неблагоприятные для режимов ис-
точника питания, трансформаторов и вентилей. Поэтому
последовательно с конденсатором рекомендуется допол-
нительно включать в цепь индуктивный элемент, при
наличии которого форма тока в зарядной цепи прибли-
жается к синусоиде (рис. 9-18). Реактивное сопротивле-
ние Хс должно быть больше, чем реактивное сопротив-
ление XL, причем при их оптимальном отношении
Xc/Xl=2,4 достигается предельное значение /Си~0,3
[Л. 9-11, 9-15, 9-16]. Схема позволяет при оптимальном
/Си заряжать накопительный конденсатор до ы/£7м=0,85,
в то время как для схемы с индуктивным балластом /Си
достигает только 0,17. Зарядный ток на протяжении поч-
ти всего зарядного цикла остается примерно постоянным.
Максимальная мощность поступления энергии в накопи-
тельный конденсатор приходится на середину заряда
и достигается при 0,724-0,55. Предельный к. п. д.
такого ЗУ равен единице, а при 7?/со£=0,3 равен 0,75.
Коэффициент мощности при п/£7м=0,84-0,85 составляет
0,97—0,93. Обладая одними из лучших энергетических
Рис. 9-19. Схема ЗУ с «расщепленной фазой». Графики зависимости
относительного напряжения на накопительном конденсаторе от при-
веденного времени при различных R/aL для Лсз/Уьз=2,4 и L/Lz=
= 1,4 [Л. 9-11].
показателей, такое ЗУ характеризуется сравнительно
большими удельными массой и объемом.
Еще более высокими показателями харатеризуется
комбинированная схема ЗУ [Л. 9-2а, 9-17], состоящая из
параллельно включенных зарядных цепей с индуктив-
ным и емкостным балластами (группа 6-20),— схема
с расщепленной фазой (рис. 9-19). В ней на протяжении
почти всего времени заряда происходит взаимная ком-
пенсация индуктивной и емкостной составляющих реак-
тивного тока. Наилучшая компенсация достигается при
Xc/Xl—2a-2,8 и L/L3=l,4 [Л. 9-11]. При этих условиях
коэффициент мощности ЗУ оказывается близким к еди-
нице в течение всего цикла заряда, т. е. зарядный ток
имеет в основном активную составляющую. Коэффици-
ент использования постепенно снижается с увеличени-
ем R/g>L и при RR>L=6,2 равняется 0,69; к- п. д. сни-
жается с 1 до 0,8 при увеличении R/&L с 0 до 0,3. Эта
схема является наилучшим вариантом ЗУ, когда масса
и объем не лимитированы, и позволяет наиболее быстро
по сравнению с любым из других известных ЗУ заря-
дить накопительный конденсатор от сети переменного
тока ограниченной мощности. Применение повышающего
трансформатора на входе ЗУ дает возможность полу-
чить на накопительном конденсаторе практически любые
напряжения. Существенным преимуществом схемы явля-
ется отсутствие коммутирующих элементов (особенно
Рис. 9-20. Схема вентильного ЗУ с промежуточными емкостными на-
копителями энергии С2 и С8. Слева — двухтактный преобразователь
для питания ЗУ от низковольтного источника постоянного тока.
при использовании на высоких напряжениях). Кроме то-
го, в начальной стадии заряда (в течение нескольких пер-
вых полуволн сетевого напряжения) зарядный ток нара-
стает постепенно, создавая своеобразную паузу роста
напряжения на лампе, что весьма благоприятно для по-
гасания разряда. Средняя сила тока в зарядной цепи
остается почти постоянной вплоть до ufU^—Q,! и затем
плавно спадает. Необходимо отметить, что удовлетвори-
тельная работа этой схемы возможна только при доста-
точной стабильности частоты источника питания.
Наконец, вентильные ЗУ с балластами, содержащими
промежуточные накопители энергии (группа 6-21), име-
ют в зарядных цепях коммутирующие элементы и ха-
рактеризуются весьма высоким к. п. д. (достигающим
0,9) и довольно высоким /Си. Соответствующие схемы
однотактной и двухтактной зарядных цепей даны на
рис. 9-14 и 9-20. На последней схеме источник перемен-
ного напряжения подсоединяется к зажимам А и Б ли-
бо непосредственно, либо через некоторую индуктив-
ность (схема может работать и при питании от источни-
ка постоянного напряжения через промежуточный
тиристорный или транзисторный двухтактный преобра-
зователь с повышающим трансформатором, представ-
ленный в левой части рис. 9-20). Применение подобных
схем ограничивается невысокими напряжениями (сотни
вольт — единицы киловольт) из-за трудности подбора
высоковольтных коммутирующих тиристоров. Характер-
ная особенность схем — постоянство мощности, потреб-
Рис. 9-21. Принципиальная схема индуктивно-емкостного четырехпо-
люсника (а) и схемы индуктивно-емкостных преобразователей: Г-об-
разная (б), мостовая (б) и Т-образная (г).
ляемой в течение первой половины зарядного цикла, и
постепенное снижение при этом выходного тока.
д) ЗУ с индуктивно-емкостными преобразователями
напряжения (группы 5-14—5-16) составляют особую
группу устройств с неизменным в процессе заряда кон-
денсатора выходным током [Л. 9—16]*. На рис. 9-21 изо-
бражены Г-образная, мостовая и Т-образная схемы ин-
дуктивно-емкостных преобразователей, к которым через
* Такими ЗУ являются выпускаемые промышленностью для кон-
денсаторных накопителей лабораторных ОКГ универсальные блоки
питания типов БП-2000 и БП-5000 на 2 и 5 кВ и соответственно
0,75—9 и 0,3—3,6 А зарядного тока (включены в обозначение в виде
двух чисел, например:. БП-5000-3,6). В эти блоки входят системы
управления-модулятором, позволяющие регулировать и стабилизи-
ровать напряжение и получать одиночные или повторяющиеся с ча-
стотой 0,05—20 Гц импульсы, синхронизированные с внешним кон-
тактом, например, оптического затвора.
диод или мостовой выпрямитель подключается накопи-
тельный конденсатор С. Работа этих схем, которые иног-
да называют схемами Бушеро, поясняется рис. 9-21, а.
Входной ток в этой схеме выражается через
22 ZH
напряжение на нагрузке через
==
22 ~Ь Л,
а ток в нагрузке — через
Д _ ^2 ___Рх
ZH + (ZH/Z2) (Zi -|- Z2)
Если сумма Zi+Z2 при каких-то обстоятельствах
равна нулю, то ток /н оказывается равным т. е.
неизменным, не зависящим от сопротивления нагрузки.
Такое условие выполняется в схеме при выборе в каче-
стве Zt и Z2 дросселя и конденсатора, индуктивность
и емкость которых связаны соотношением coL —1/соС, где
со—угловая частота питающего напряжения.
В таких схемах происходит резонансная раскачка на-
пряжения на реактивных элементах, ток в которых мо-
жет во много раз превышать выходной ток ЗУ. В соот-.
ветствии с формулой (9-4) при этом должны сильно воз-
растать потери в паразитных активных составляющих
этих элементов, а в результате сильно снижается к. п. д.,
который оказывается, как правило, ниже, чем в схемах
с реактивным балластом. Для уменьшения раскачки на
реактивных элементах нагрузку подсоединяют через по-
вышающие трансформаторы. Выходная мощность таких
ЗУ линейно нарастает по мере увеличения напряжения
на накопительном конденсаторе и поэтому при хорошей
добротности колебательных контуров во избежание про-
боев от перенапряжений необходимо отключать заряд-
ное устройство от сети после заряда конденсатора до
заданного напряжения или шунтировать выходную цепь
тиристорами [Л. 9-9а].
Существенное повышение в этих схемах к. п. д. (до
0,88 в Г-образной и 0,92 в Т-образной) и некоторое по-
вышение коэффициента мощности достигаются при на-
стройке колебательных контуров на частоту собственных
колебаний, в 2 раза более высокую, чем частота источ-
ника питания.
е) ЗУ с регулировкой выходного напряжения (груп-
пы 4-11—4-13) позволяют создать аппаратуру для заря-
да конденсаторов без балластных устройств или с бал-
ластами минимальных размеров. Скорость нарастания
выходного напряжения с этими ЗУ du!dt—Ci(t) при
Рис. 9-22. Схемы зарядных устройств с тиристорным регулятором
тока (а) и с подмагничиваемым дросселем (б); б и г — соответству-
ющие графики напряжения и тока.
I — питающее напряжение; 11 — ток через дроссель; III — регулируемое на-
пряжение.
заданной емкости конденсатора определяется функцией
i(t) в течение процесса заряда. В схеме на рис. 9-11,6
(группа 4-11) специальный датчик, контролирующий за-
рядный ток, должен подавать сигнал на программируе-
мое приводное устройство, изменяющее коэффициент
трансформации трансформатора АТр. В схеме на
рис. 9-22, а (группа 4-12) это же обеспечивается плав-
ным изменением фазы включения симметричного тири-
стора [Л. 9-9а, пат. США № 3377542 и 3588423], а в схе-
ме рис. 9-22,6 (группа 4-13) — варьированием тока под-
магничивания, изменяющим индуктивность дросселя
в зарядной цепи [Л. 9-18]. Схемы групп 4-11—4-13 ха-
рактеризуются высоким к. п. д. и достаточно хоро-
шим /Си и могут применяться в стационарных установ-
ках, питаемых от промышленной сети переменного тока,
особенно в тех случаях, когда требуется накапливать
за сравнительно большие промежутки времени очень
большие энергии. К недостаткам некоторых из этих схем
следует отнести сильное искажение формы тока в сети.
Обычно при стремлении к повышению к. п. д. и/Си и к пре-
Рис. 9-23. Сопоставле-
ние двух режимов ра-
боты ЗУ: неизменного
тока (графики а и б)
и неизменной мощно-
сти (графики виг).
дотвращению перехода лампы в непрерывное горение,
режим заряда конденсатора приходится выбирать проме-
жуточным между режимами неизменного выходного тока
ЗУ и неизменной мощности, что наглядно следует из
рис. 9-23. Здесь ЗУ представлено в виде четырехполюс-
ника (/?вх и /?вых — сопротивления его входных и выход-
ных цепей, /?а.п — эквивалентное сопротивление собствен-
ных потерь ЗУ). Если мощность потерь ЗУ значительно
меньше передаваемой мощности, то графики вход-
ной (pi) и выходной (рн) мощностей должны быть
приблизительно одинаковыми. Ввиду постоянства напря-
жения источника питания t/x.x и линейного возрастания
по мере заряда конденсатора выходного напряжения ЗУ
цн мощность ЗУ (при постоянстве выходного тока) ли-
нейно возрастает (щ и рн на рис. 9-23,а и б). При неиз-
менной мощности по мере роста выходного напряжения
происходит быстрое уменьшение выходного тока. В пер-
вом случае /Си не превышает 0,5, так как максимальная
потребляемая мощность в 2 раза превышает среднюю,
однако потери энергии в выходных цепях г'^вых мини-
мальны. Во втором случае /Си приближается к единице,
потери во входных цепях минимальны, но выходная цепь
в начальный период заряда конденсатора работает
в режиме, близком к короткому замыканию, с чем свя-
заны опасность возникновения в лампе непрерывного
разряда, а также значительные потери на /?Вых- При
практической реализации ЗУ необходимо учитывать
Рис. 9-24. Принципиальные схемы применения преобразователей для
заряда накопительных конденсаторов.
а — с регулируемой в процессе заряда частотой (ПРЧ); б — с плавно изменяе-
мой фазой генерации двух синусоидальных генераторов [Л.9-3]; в —с четы-
рехступеичатым переключением выходного напряжения четырех генераторов,
обладающих прямоугольной формой выходного напряжения.
внутреннее эквивалентное сопротивление потерь Хэ.п, ко-
торое в ряде случаев может привести к значительному
увеличению потерь энергии и свести на нет преимущест-
ва самого благоприятного режима заряда.
ж) В ЗУ со статическими регулируемыми преобразо-
вателями, питающимися от источника постоянного на-
пряжения (группы 3-8—3-10 [Л. 9-4, 9-19]), так же как
в ЗУ групп 4-11—4-13, осуществляется плавное повыше-
ние выходного напряжения. Эти ЗУ характеризуются
высокими к. п. д. и Хи, но настолько сложны, что их це-
лесообразно применять только в особо мощных установ-
ках. На рис. 9-24, а (группа 3-8) двухтактный преоб-
разователь с синусоидальным или трапецеидальным вы-
ходным напряжением подключается к накопителю через
реактивный балласт (дроссель или конденсатор) и вы-
прямитель, а блок обратной связи ОС регулирует часто-
ту генерации преобразователя таким образом, чтобы ток
через датчик в виде активного сопротивления изменялся
в соответствии с требованиями, изложенными в п. «е».
При индуктивном балласте частота преобразователя по
мере заряда должна понижаться, а при емкостном —
повышаться (пат. США № 3529228).
В схеме на рис. 9-24, б (группа 3-9) используются
два одинаковых двухтактных генератора с синусоидаль-
ным выходным напряжением, поступающим на трансфор-
маторы Тр1 и Тр2. Специальное следящее устройство по
мере заряда конденсатора С плавно изменяет сдвиг фаз
их выходных напряжений так, чтобы в начале заряда
генераторы работали в противофазе и выходное напря-
жение равнялось нулю, а затем расфазировка плавно
уменьшалась и выходное напряжение росло.
В конце заряда генераторы работают синфазно и выход-
ное напряжение ЗУ равняется удвоенному напряжению
каждой из последовательно включенных выходных об-
моток трансформаторов (реализуется принцип, представ-
ленный на рис. 9-11,а).
Наконец, в схеме рис. 9-24, в (группа 3-10) имеется
несколько (например, четыре) одинаковых синхронно ра-
ботающих двухтактных генераторов с выходным напря-
жением в виде синусоиды или трапеции, нагруженных
через трансформаторы и небольшой балластный рези-
стор jR на накопительный конденсатор С. При синфазной
работе генераторов выходные обмотки трансформаторов
соединены параллельно через диоды и происходит заряд
конденсатора через активное сопротивление до ампли-
тудного значения напряжения генераторов U. Если за-
тем фаза напряжения 1-го и 2-го генераторов, например,
изменится на 180° по отношению к фазе 3-го и 4-го ге-
нераторов, то выходное напряжение удвоится и начнет-
ся второй период цикла заряда от U до 2U. При повтор-
ном изменении фазы 1-го генератора по отношению
к фазе 2-го генератора на 180° выходное напряжение
утроится, а при изменении фазы 4-го генератора по от-
ношению к фазе 3-го генератора — учетверится. Таким
образом осуществляется заряд конденсатора от источ-
ника со ступенчато возрастающим напряжением в соот-
ветствии с рис. 9-11,2.
з) Широко применяемые в маломощной аппаратуре,
питаемой от низковольтных источников постоянного то-
ка, ЗУ групп 2-5—2-7 с импульсными преобразователя-
ми напряжения обычно имеют простую электрическую
схему, однако их мощности при использовании сущест-
вующих транзисторов и тиристоров невелики: для одно-
тактных тиристорных преобразователей (группа 2-5
[Л. 9-4—9-6], рис. 9-7) —до 1 кВт, для однотактных
транзисторных преобразователей с зарядом накопителя
на обратном ходе (группа 2-7 [Л. 9-20, 9-21, пат. США
№ 3435320, 3417306, 3515973, 3319146, 3531738],
рис. 7-10) — сотни ватт, для однотактных транзисторных
преобразователей с зарядом конденсатора на прямом
ходе (группа 2-6, рис. 7-9) — единицы ватт.
9-6. Индуктивные накопители энергии
Конденсаторы являются удобным накопителем энергии для пи-
тания импульсных ламп. Однако масса, объем и стоимость емкост-
ного накопителя, составленного из однотипных конденсаторов, возра-
стают пропорционально накапливаемой в них энергии и поэтому при
очень больших энергиях конденсаторные батареи весьма громоздки
и дороги.
Активной частью накопительного конденсатора является его ди-
электрик, в единице объема которого при напряженности электриче-
ского поля Е заключена энергия еаС2/2(еа— абсолютная диэлектри-
ческая проницаемость). Подобно накоплению энергии электрическим
полем принципиально возможно и накопление ее магнитным полем.
В единице активного объема магнитопровода магнитного накопителя,
обычно называемого индуктивным накопителем энергии (ИНЭ), за-
ключена энергия ра//2/2 (ца—абсолютная магнитная проницае-
мость). Предел концентрации энергии в диэлектрике абсолютно огра-
ничен пробивным значением Е. Такого абсолютного ограничения для
И нет, что позволяет рассчитывать на достижение значительно более
высоких эффективных значений ра//2, чем достижимые значения
еаЕ2, особенно в крупных конструкциях. В самом деле, два геометри-
чески подобных дросселя, у одного из которых (Д1) все линейные
размеры в п раз больше, чем у другого (Д2), а число витков и плот-
ность тока в обмотках равны, имеют следующие соотношения пара-
метров: длина провода обмотки li=nl2, сечение провода Si=n2S2,
сопротивление Ri=R2, индуктивности обмоток Li—nL2, токи в обмот-
ках ti=«2fe, постоянные времени (t=L/R) ti=mt2, напряжения ис-
точников питания, способных создать в обмотках соответствующие
токи, Ut=nzU2, общая масса Mi=n3M2, накапливаемая энергия
(t2L/2) Wi=n5W2. Так как энергия, накапливаемая в дросселе, про-
порциональна пятой степени линейных размеров, мощность источни-
ка питания — четвертой, а масса — третьей, то с увеличением разме-
ров дросселя энергия растет существенно быстрее, чем масса и пи-
тающее устройство, а значит, и чем стоимость и объем установки в
целом. По оценкам [Л.9-22] характеристики емкостного и индуктив-
ного накопителей примерно уравниваются при энергии 0,25 МДж,
а при 10 МДж ИНЭ может оказаться в 5 раз выгоднее конденсатор-
ной батареи. Реализация устройств с ИНЭ связана, однако, с прео-
долением значительных трудностей.
Принципиальная электрическая схема питания импульсной лам-
пы от ИНЭ представлена на рис. 9-25. При замыкании ключа К1 че-
рез дроссель с индуктивностью L начинает протекать ток
где R — активное сопротивление элементов зарядной цепи, U — на-
пряжение источника питания. В пределе ток достигает значения /м=
— U/R, а накапливаемая в дросселе энергия W—I^L/2=LPK/2R, где
Л«=ПМ/М — максимальная мощность источника питания. Перед раз-
i (t) =
Устройство заншгания
Рис. 9-25. Принципиальная схема питания импульсной лампы от ин-
дуктивного накопителя энергии.
И — источник постоянного тока низкого напряжения; Д/ — сильноточный вы-
соковольтный ключ; К.2 — опережающий его ключ в устройстве зажигания, пи-
тающемся от высоковольтного выпрямителя ВВ.
мыканием ключа R1 с некоторым упреждением замыкается ключ К2,
в результате чего при импульсном заряде конденсатора С2 от кон-
денсатора Ci (через первичную обмотку импульсного трансформато-
ра Тр) генерируется зажигающий импульс. Лампа зажигается н че-
рез нее разряжается конденсатор С, (сравнительно небольшой емко-
сти), создавая плазменный канал. В момент, когда сопротивление
лампы снижается до минимального значения, размыкается ключ К1
и ток дросселя из контура I переключается в контур //, начиная про-
ходить через импульсную лампу. При этом на лампе и на ключе воз-
никает максимальное напряжение UM=IMRn, а скорость затухания
импульса тока в контуре II определяется постоянной времени
_________L
Rn + R$p + Rr
где /?др н Rr — соответственно активные сопротивления дросселя и
диода (на самом деле этот параметр за время импульса несколько
меняется, поскольку Rn является функцией проходящего через лам-
пу тока).
Для создания реальных устройств с ИНЭ требуются:
1. Весьма мощный источник постоянного тока низкого напряже-
ния — выпрямитель, аккумуляторная батарея или генератор постоян-
ного тока. Учет массы и объема этого источника в некоторой степени
уменьшает тот выигрыш, который получается за счет большой удель-
ной энергоемкости ИНЭ.
2. Ключ КК который должен пропускать большой ток и затем
после размыкания контура выдерживать высокое напряжение, равное
напряжению на горящей лампе. От решения проблемы коммутации
зависит работоспособность и надежность всего устройства с ИНЭ.
В качестве необходимого ключа могут использоваться быстродей-
ствующий воздушный выключатель с внешним дутьем, который в на-
чальной стадии коммутации шунтируется перегорающей плавкой
вставкой [JI.9-22], взрывные выключатели аналогичного действия
[Л.9-23], вакуумные дугогасительные камеры с гасящим контуром,
который во время размыкания контактов создает ток обратного на-
правления, позволяющий разорвать кратковременно обесточенную
цепь [Л.9-24, 9-25], выключатели на сверхпроводниках, мгновенно
переходящие из сверхпроводящего в обычное состояние со значитель-
ным электрическим сопротивлением [Л.9-26, 9-27], а также тири-
сторные выключатели с гасящим контуром [Л.9-28]. Поиск оптималь-
ного вида такого коммутатора продолжается [Л.9-29].
3. Собственно индуктивный накопитель (реактор) с малым ак-
тивным сопротивлением и достаточной механической прочностью.
Лучшими материалами для обмотки накопителя являются (если ис-
ключить оптимальный — сверхпроводящий вариант) алюминий и
медь. При их использовании удается обеспечить постоянную времени
накопления энергии порядка нескольких секунд при накапливаемой
энергии около 1 МДж. С увеличением накапливаемой энергии посто-
янная времени катушки возрастает. Применение ферромагнитных сер-
дечников в ИНЭ не дает существенного выигрыша в массе и объеме
реакторов. Использование сверхпроводящей обмотки ИНЭ [Л.9-28]
сулит качественный скачок в повышении к. п. д. и увеличении по-
стоянной времени накопления энергии, но связано с решением цело-
го ряда проблем, присущих криогенной технике (высокая стоимость
аппаратуры, безопасность при возможном взрыве установки, термо-
изоляция сильноточных вводов, учет критической плотности тока,
выше которой сверхпроводник переходит в обычное состояние, а так-
же учет влияния сильных магнитных полей на окружающие ферро-
магнитные конструктивные элементы, экранировки этих полей и свя-
занных с ними механических усилий).
4. Устройство зажигания разряда в импульсной лампе или груп-
пе ламп, создающее в каждой лампе мощный предварительный раз-
ряд с малым активным сопротивлением (при наличии такого разряда
облегчается работа выключателя К1, так как при этом снижается на-
пряжение экстраимпульсов в коммутируемой цепи).
В связи с трудностями конструирования названных элементов
работы по созданию установок с ИНЭ для питания импульсных ламп
находятся па экспериментальной стадии и поэтому оценивать эксплу-
атационно-технические характеристики этих установок в деталях
преждевременно. Общие же критерии для оценки зарядных устройств
с емкостными накопителями энергии, изложенные в § 9-4, применимы
и к системам с ИНЭ. Так, к. и. д. зарядного устройства такой систе-
мы может быть равен 0,5, если время заряда накопителя равно его
постоянной времени L/R, и с увеличением времени заряда должен
снижаться. Коэффициент использования источника питания в луч-
шем случае должен составлять 0,3.
По-видимому, перспективным является использование ИНЭ с на-
капливаемой энергией не менее 10 МДж (см. ниже рис. 9-49) и пер-
вичным источником питания импульсного типа, например: механиче-
ским накопителем типа униполярного генератора, импульсным МГД-
генератором или взрывомагнитным генератором, который также бла-
годаря своему кратковременному действию может и непосредственно
питать импульсный источник света [Л.9-30].
В настоящее время индуктивные накопители с энергией до не-
скольких десятков джоулей нашли применение, например, для накач-
ки активных сред в оптических молекулярных усилителях (пат. ФРГ
№ 1940030). В качестве коммутатора тока здесь используются двух-
операционные тиристоры.
1-
9-7. Разрядный контур
В схемах питания импульсных ламп от накопитель-
ного конденсатора разрядный контур всегда содержит
по крайней мере три элемента: лампу, конденсатор и со-
единительные провода. Такой простейший разрядный
контур характеризуется следующими основными пара-
метрами: напряжением Uo на конденсаторе перед
вспышкой; емкостью конденсатора С; индуктивностью
контура LK, складывающейся из индуктивности конден-
сатора, соединительных проводов и лампы; активным со-
противлением контура /?к, определяющимся активными
потерями энергии в конденсаторе при его разряде и ак-
тивным сопротивлением соединительных проводов с уче-
том поверхностного эффекта; активным сопротивлением
импульсной лампы в процессе вспышки /?л. Временные
и электрические параметры импульса тока в контуре оп-
ределяют основные параметры вспышки лампы. Коле-
бательный или апериодический характер разряда, дли-
тельность и сила тока через лампу, зависимость от вре-
мени рассеиваемой в лампе мощности, а также
рассеиваемая в ней энергия и другие характеристики оп-
ределяются уравнением
i (RK + RJ + /-к ~ f di = Uo. (9-6)
at C J
Как было показано в гл. 2 и 3, электрическое сопро-
тивление трубчатой лампы после ее зажигания быстро
снижается до некоторого, потом почти не меняющегося
значения, которое в случае заполнения плазмой всего
внутреннего сечения трубки приближенно определяется
формулой
7?я = 4//лсиР,
где I и d — длина и диаметр рабочего объема лампы, а
о — удельная проводимость плазмы, оцениваемая из вы-
ражения (2-1).
Соответственно ток через лампу i(/) и рассеиваемые
в ней мощность Р и энергия W могут быть в первом
приближении найдены из выражений:
i ® = р ехр [~ i/[R- + С]; (9'7)
^Л “Г
£/2
р = Р (0 Rn = °- Рл ехр [- 2//(/?л + RK) Cl; (9-8)
(Рл + #к)2
W= Г12 (t) Рл dt = . (9-9)
J 2 /?л + Як
о
Из (9-8) следует выражение для длительности им-
пульса мощности на уровне 1/е (приблизительно равной
эффективной длительности вспышки):
т = (Як + Ял)С/2. (9-10)
Из формул следует, что увеличение активного сопро-
тивления 7?к приводит к уменьшению амплитуды им-
пульсов тока и мощности через лампу, удлинению
вспышки, а также пропорциональному Rn/RK снижению
рассеянной в лампе энергии. Введение в контур доба-
вочного сопротивления с целью регулировки энергии
вспышки применяется редко и только тогда, когда дру-
гие способы регулировки по каким-либо причинам не-
приемлемы (пат. США № 3783338, 3496411 и англ. пат.
№ 1334120). Введение дополнительной индуктивности
£д изменяет форму импульса тока через лампу, главным
образом на первой стадии разряда (при наибольшей
скорости изменения тока), когда индуктивность замед-
ляет рост тока и накапливает некоторое количество энер-
гии. Благодаря этому формируется более плавный коло-
колообразный импульс тока через лампу при почти
неизменном освечивании вспышки и достигается повыше-
ние долговечности электродов и колбы. Увеличение ин-
дуктивности вплоть до значений, при которых возникают
условия критического разряда LK=C(7?л+^к)2/4, незна-
чительно удлиняет вспышку.
Дальнейшее увеличение индуктивности приводит к
колебательному режиму. Если амплитуда напряжения
обратной- полярности не превышает напряжения погаса-
ния лампы, то лампа после первого полупериода гаснет.
Небольшое отрицательное напряжение полезно для за-
держки последующего заряда накопительного конденса-
тора. Заметное повышение отрицательного напряжения
на конденсаторе, получаемое, например, при использо-
вании диода в разрядном контуре, едва ли целесообраз-
но, так как в этом случае снижается к. п. д. некоторых
типов зарядных устройств.
Удлинить вспышку без изменения направления тока в лампе
можно посредством схемы, показанной на рис. 9-26 (пат. США
Ns 3465203). Здесь дроссель L в контуре,.образованном лампой и кон-
денсатором Ci, в начале вспышки накапливает энергию. После пол-
ного разряда конденсатора Ci происходит переключение разрядного
Рис. 9-26. Схема растяжки
импульса тока через лампу
путем включения в разряд-
ный контур индуктивности
L и шунтирования накопи-
тельного конденсатора дио-
дом. Конденсатор малой ем-
кости С2 служит для облег-
чения зажигания лампы при
большой индуктивности раз-
рядного контура.
тока в контур, образованный дросселем L, диодом Д и лампой, и на-
копленная дросселем энергия постепенно отдается в лампу. Увеличе-
ния длительности вспышки и уменьшения ее мгновенной мощности
можно также достигнуть, снижая питающее напряжение и увеличи-
вая емкость накопительного конденсатора, однако в этом случае за-
трудняется зажигание разряда. Для облегчения зажигания могут
быть рекомендованы схемы, представленные на рис. 9-27. При замы-
кании ключа К в схемах рис. 4-27, а, б (пат. США Ns 3781602,
-2724792, 3600996) напряжение на аноде лампы повышается за счет
сложения напряжений на конденсаторах Ci и С2 и одновременно ге-
нерируется зажигающий импульс трансформатором Тр. Применение
диода в схеме рис. 9-27,6 позволяет сильно уменьшить емкость С2
и импульс тока через К (см. также пат. США № 3912968). В схемах
рис. 9-27, в, г (пат. США № 3600996, Яп. пат. Ns 50-151) имеется
вспомогательный контур с конденсатором малой емкости С2, питаю-
щим лампу в начальной стадии разряда. Основная энергия поступает
в лампу от низковольтного конденсатора Ci большой емкости. Эти
схемы удобно использовать при питании высоковольтных ламп от
контуров с низковольтными, например электролитическими, конденса-
торами. При необходимости получения для скоростной киносъемки или
накачки лазера затянутого П-образного светового импульса исполь-
зуется несколько дросселей, включаемых между отдельными накопи-
тельными конденсаторами в виде искусственной линии с волновым
сопротивлением, равным сопротивлению лампы [Л.2-4, 9-31—9-34,
англ. пат. №839768, пат. ГДР Ns 99496, 107193]. Например, при Дл=
=3 Ом П-импульс длительностью 3 мс обеспечивается тремя звенья-
ми (считая от лампы): 0,9 мГ—.80 мкФ—1,22 мГ —100 мкФ —
1,58 м Г — 200 мкФ.
Коммутаторы в разрядном контуре импульсной труб-
чатой лампы используются в схемах с повышенными ча-
стотами вспышек (см. рис. 7-L1), а также при питании
низковольтных ламп от высоковольтных конденсатор-
ных батарей (некоторые пригодные для этих целей ком-
мутационные разрядники охарактеризованы ниже, в
табл. 9-7—9-9).
Иногда коммутаторы применяются для прекращения тока через
лампу до завершения разряда конденсатора [Л.9-2, пат США
№ 3779142, 3591829, англ. пат. № 1290313]. Например, для регули-
Рис. 9-27. Схемы, обеспечивающие повышение напряжения иа лампе
при использовании низковольтных конденсаторов.
а. б — схемы с удвоением напряжения прн замыкании ключа К", в, г — схемы
с последовательным и параллельным подсоединением высоковольтного конден-
сатора. Пунктир — основной, штрих-пунктир — вспомогательный контуры.
ровки освечивания в схемах электронных фотовспышек разряд в лам-
пе может в какой-то момент шунтироваться низкоомным разрядни-
ком или тиристором, пропускающими существенно больший ток, чем
импульсная лампа (пат. США № 3517255, 3727100, 3737721, 3758822,
3769888, 3779141).
В некоторых случаях коммутаторы, в частности тиристоры, мо-
гут применяться для подключения и отключения конденсаторов или
дросселей в разрядном контуре лампы во время вспышки [Л.9-9а,
пат. ФРГ № 2045319].
ь схемах с коммутатором лампа иногда включается в разряд-
ньш контур через разделительный повышающий или понижающий
трансформатор [Л. 9-1, пат. США № 2933647], что позволяет согла-
совать импульс тока и напряжения на лампе с импульсом тока че-
рез коммутирующий элемент и напряжением конденсатора разряд-
ного контура. Уменьшая, например, амплитуду импульса тока через
тиратрон при применении понижающего трансформатора, можно ис-
пользовать высоковольтный тиратрон со сравнительно низковольт-
ной лампой. При этом, одпако, снижается к. п. д. разрядного конту-
ра. Кроме того, масса, размеры и стоимость трансформатора могут
быть весьма значительными, особенно при большой энергии вспыш-
ки (пат. США № 3134048).
Нелинейные дроссели с магнитопроводами, насыща-
ющимися при прохождении через них разрядного тока
контура, используются в схемах последовательного и
комбинированного зажигания (рис. 1-2,г). Они облада-
ют очень большой индуктивностью при прохождении
коротких зажигающих импульсов, а при прохождении
разрядного тока в контуре насыщаются и почти не влия-
ют на параметры этого импульса.
Электрические процессы в разрядных контурах с ша-
ровыми лампами также описываются уравнением (9-6).
В отличие от трубчатых ламп /?л здесь сильно изменя-
ется во время импульса, а его эквивалентное значение
быстро убывает с ростом энергии вспышки и может до-
стигать весьма малых значений (тысячные доли ома).
Поэтому основную роль здесь играют индуктивность
контура, специально вводимое в контур активное балла-
стное сопротивление, демпфирующее электрические ко-
лебания, а также значение напряжения на конденсато-
ре. Чаще всего разряд в контуре с шаровой лампой име-
ет колебательный характер (Ял + Як<2/£/С .). При
особо малых L (когда (7?л+^к) >2}ЛL/C1) колебаний не
наблюдается, а скорость поступления энергии в разряд
лимитируется сопротивлением не успевающего рас-
шириться канала разряда [Л. 5-33]. Кривые тока при
меняющемся сопротивлении контура не сильно отлича-
ются от известных из электротехники классических кри-
вых экспоненциально затухающей синусоиды или спада-
ющей экспоненты. Это позволяет, например, по скорости
спада тока или по декременту затухания колебаний оп-
ределить некоторое усредненное за время вспышки эк-
вивалентное сопротивление лампы /?л для данного ре-
жима питания. При этом для оценки параметров вспыш-
ки шаровой лампы могут быть использованы обычные
соотношения: »
«о = l/J^LC; б = (7?л -|- 7?к) /2L, (9-11)
где юо — угловая частота собственных колебаний конту-
ра, б— коэффициент затухания колебаний.
Частота колебаний контура при наличии в нем актив-
ных элементов равна:
<вс = /co2 —б2 , (9-12)
а ток через лампу в режиме колебательного разряда
= (9.13)
Z. <ВС
Для предельного случая апериодического разряда,
когда (Вс-^0, ток через лампу определяется выражением
= (9-14)
Выделяющиеся в лампе мощность и энергия вспыш-
ки определяются по формулам, подобным (9-8) и (9-9).
Длительность импульса тока для колебательного режи-
ма определяется значением б, а число полупериодов то-
ка за время вспышки значением <ос-
Минимальная длительность вспышки при максималь-
ной мощности имеет место в предельном случае аперио-
дического разряда: длительность импульса тока пример-
но равна полупериоду собственных колебаний контура
Дшп ~я V LK С, а усредненная за импульс мощность
р . cul Ил
ИМП Ил 4" Иц
В случае колебательного режима разряда уменьшения- длитель-
ности вспышки можно достигнуть, демпфируя колебания безындук-
ционным добавочным сопротивлением, несколько меньшим 0,8 /?кр
(при этом освечивание может снизиться более чем вдвое, а пиковая
сила света—-незначительно). Наиболее эффективным средством до-
стижения предельных характеристик шаровых ламп является сокра-
щение индуктивности элементов разрядного контура, т. е. примене-
ние малоиндуктивных конденсаторов (специальных дисковых или
цилиндрических с очень малой собственной индуктивностью) и ма-
лоиндуктивных соединений, а также повышение рабочего напряжения
лампы (пат. США № 3914648). Такие соединения конденсаторов с
импульсными лампами могут осуществляться путем встраивания
лампы в конденсатор или с помощью малоиндуктивного кабеля, на-
пример прямоугольного сечения (рис. 9-28). В первом случае индук-
Рис. 9-28. Мало индуктивные соединения импульсной лампы с кон-
денсатором.
а — цилиндрический конденсатор соединен с лампой ИСШ с использованием
токопроводящего колпачка; б — контур, собранный из нескольких конденсато-
ров, расположенных концентрически вокруг капиллярной лампы ИСП5 (/ —
конденсатор; 2 — нижняя тика; 3— верхняя шина; 4— лампа; 5 — малоиндук-
тивный колпачок); в — малоиндуктивный кабель прямоугольного сечеиия для
соединения лампы с дисковым цилиндрическим конденсатором (1 — короб нз
листовой латуни толщиной 1 мм; 2 — фторопластовая изоляция; 3 — медиая
лента толщиной 0,3 мм); г—малоиндуктнвный контур для питания импульс-
ной лампы ИСШ 300 от керамического дискового конденсатора.
тивность контура почти целиком определяется индуктивностью лампы
(например, 90 нГ для лампы ИСШ 300). Применение 1 м коакси-
ального кабеля увеличивает индуктивность на 120—500 нГ, а пока-
занного на рис. 9-28, г прямоугольного кабеля — на 90 нГ. Уменьше-
ние индуктивности может быть достигнуто за счет применения не-
скольких разрядных контуров, подключенных параллельно к одной
лампе и расположенных вокруг нее (рис. 9-28,6) [Л.2-45, 7-32, 9-35].
Рис. 9-29. Способы включения нескольких ламп в один разрядный
контур.
а — так называемая ударная схема Маркса — переключение конденсаторов Ci,
С2, С3 из параллельного в последовательное соединение происходит при про-
бое управляемого разрядника Р (пат. США № 2825002); б — зажигание разряда
в лампе Л2 под действием импульса от трансформатора Тр вызывает повыше-
ние напряжения и пробой в лампах Л1 и ЛЗ (пат. ФРГ № 2444893); в—вклю-
чение дросселя последовательно с каждой из ламп способствует более равно-
мерному распределению энергии между лампами даже при некотором запаз-
дывании зажигания в одной из них (Li=L2=L3>A ).
В некоторых случаях эти способы сокращения индуктивности оказы-
ваются недостаточными и приходится отказываться от обычных им-
пульсных ламп, заменяя их искровыми промежутками [Л.5-32, 5-33,
9-35, 9-36] или конструкциями со скользящей искрой [Л.9-36—9-38].
Отсутствие баллона позволяет значительно сократить площадь раз-
рядного контура и создать предельно малоиндуктивные сочленения
с керамическими дисковыми или цилиндрическими конденсаторами.
Если, напротив, с целью удлинения светового импульса в раз-
рядный контур с шаровой лампой или искровым источником света
вводится дополнительная индуктивность (пат. США № 3749975), то
световой поток вспышки может модулироваться с удвоенной часто-
той собственных колебаний контура.
В разрядных контурах с шаровыми лампами диоды, тиристоры
и импульсные трансформаторы используются редко из-за больших
пиков тока и скоростей его изменения. Пожалуй, единственным ви-
дом пригодного для этих целей коммутатора является искровой раз-
рядник [Л.2-45, 7-32—7-34, франц, пат. № 1194449]. Введение в кон-
тур с шаровой лампой разрядника с целью управления моментом' ге-
нерации импульса или улучшения ее частотной характеристики
(см. рис. 7-11,6) существенно (иногда более чем в 2 раза) снижает
рассеиваемую в ней энергию.
Способы включения в один разрядный контур после-
довательно нескольких ламп для зажигания их при пере-
распределении напряжения между лампами (или между
лампами и управляемым разрядником) приведены на
рис. 9-29. При параллельном включении ламп для созда-
ния условий равномерного распределения энергии необ-
ходимо последовательно с каждой лампой включать
небольшой дроссель [Л. 9-25]. Примеры схем одновре-
менного инициирования разряда в нескольких лампах, не-
зависимо питающихся от разных контуров, описаны, на-
пример, в пат. ФРГ № 973335, 1056270, а некоторые
схемные решения зажигания нескольких ламп со сдви-
гом во времени — в [Л. 9-39—9-42]. Такие схемы исполь-
зуются для генерирования серии световых импульсов
при фотографировании быстропротекающих процессов,
например полета пули.
9-8. Основные элементы разрядного контура
Многие схемы включения импульсных ламп выполняются из об-
щих для радиоэлектроники элементов — конденсаторов, резисторов,,
трансформаторов, дросселей, вентилей, коммутирующих устройств,
кабельных изделий и т. п. В настоящем параграфе целесообразно рас-
смотреть только элементы специфические, особенно присущие круп-
ным установкам с высоковольтными импульсными лампами.
Конденсаторы. В крупных установках с импульсными источника-
ми света конденсаторы часто являются основным элементом — их
стоимость может составлять до 90%, а объем и "масса до 75%
объема и массы всей установки. Прочие показатели установки
также в значительной мере определяются параметрами применяемых
конденсаторов.
Развитие импульсных источников света потребовало создания
конденсаторов, специально предназначенных для их питания. Такие
конденсаторы должны обладать следующими свойствами:
1) высокой удельной энергией — возможностью запасать боль-
шую энергию в единице объема (массы);
2) малой внутренней индуктивностью 1 и относительно хорошей
добротностью;
1 Для установок с большим числом п параллельно включенных
конденсаторов, ввиду того что суммарная индуктивность батарей в
п раз меньше индуктивности отдельного конденсатора, это требова-
ние не столь существенно.
3) высокой динамическом устойчивостью внутренних соединений;
4) достаточным сроком службы в__ режиме многократных разря-
дов на небольшое сопротивление;
5) высокой надежностью.
Требования 1, 4 и 5 являются противоречивыми, так как для по-
вышения удельной энергии конденсатора необходимо увеличивать на-
пряженность электрического поля в его диэлектрике, а это связано
с ускоренным разрушением последнего.
Номенклатура конденсаторов, предназначенных для питания им-
пульсных источников света, непрерывно расширяется. Характеристи-
ки основных типов импульсных конденсаторов, серийно выпускаемых
отечественной промышленностью, приведены в табл. 9-2 и 9-3 (бу-
мажные и пленочные конденсаторы) и в табл. 9-4 (электролитические
конденсаторы).
В табл. 9-5 и 9-6 представлены данные о бумажно-масляных и
бумажно-касторовых импульсных конденсаторах опытных произ-
водств Харьковского и Ленинградского политехнических институтов.
В качестве диэлектрика между обкладками конденсатора при-
меняются главным образом конденсаторная бумага или пленочные
изоляционные материалы — полистирол, полиэтилен, лавсан (майлар,
хостафан) и др., пропитанные жидким диэлектриком: конденса-
торным маслом, касторовым маслом, трихлордифенилом, пентахлор-
дифенилом и др. Применяется также комбинированная пленочно-бу-
мажная изоляция, состоящая из чередующихся слоев конденсатор-
ной бумаги и пленки. В этом случае возможно повышение допусти-
мых напряженностей электрического поля до 150—200 кВ/мм вместо
обычных 60—80 кВ/мм (а в отдельных режимах до 120 кВ/мм) для
импульсных бумажных конденсаторов.
Следует иметь в виду, что сравнение по удельной энергии в еди-
нице объема или массы правомерно только для конденсаторов, рабо-
тающих в одинаковых режимах и имеющих одинаковый ресурс. Так,
импульсные конденсаторы фирмы «Максвелл» (США) на напряже-
ния от 2 до 12 кВ с пленочной майларовой изоляцией обладают ис-
ключительно высокой удельной энергией (до 480 Дж/дм3, 277 Дж/кг),
но при этом их срок службы в зависимости от режима работы со-
ставляет всего 5-103—5-102 импульсов [Л.9-43] (собственная индук-
тивность этих конденсаторов не превышает 5—10 нГ).
Для питания низковольтных импульсных ламп (до 500 В) часто
применяются более легкие и компактные электролитические конден-
саторы. Их особенностью является резкое увеличение тока утечки
(«расформовка») после длительного (более 2 недель) пребывания в
нерабочем состоянии. Для восстановления нормального тока утечки
электролитический конденсатор после перерыва в работе должен быть
подвергнут повторной формовке, т. е. выдержан при номинальном
напряжении (или напряжении, превышающем на 5—10% номиналь-
ное) в течение 20—30 мин.
Вторая особенность электролитических конденсаторов — большие
диэлектрические потери. Поэтому для работы в частотном режиме
(интервалы между вспышками 1—2 с) можно применять только кон-
денсаторы, специально приспособленные для работы с принудитель-
ным воздушным охлаждением. При температурах ниже —20° С ди-
электрические потери резко возрастают, ио после небольшого числа
вспышек конденсаторы сами разогреваются за счет потерь, которые
в результате этого приходят к норме.
Таблица 9-2
Импульсные конденсаторы, выпускаемые электротехнической промышленностью
Тип конденсатора га Номинальная емкость, мкФ Собственная ин- дуктивность, нГ Амплитуда раз- рядного тока, кА частота повторе- ния разрядов, Гц Габаритные размеры, без изоляторов (в скобках — с изо- ляторами) , мм Масса, кг Удельная энергия Срок службы, ч* Тангенс угла по- терь при 50 Гц 1 имииратурныи диапазон, °C
Номинальное 1) S S ID к л и га к
Дж/кг । Дж/дм3 Гаран- тия Ресурс
ИМ-3-30 3 30 — — 25 400X120X325(420) 30 4,5 9,1 Ю3 ч 104 Ч 0,0026 —35,4-40
ИМ-3-100 3 100 430 2 1,7 400X110 X 370(463) 25 18 29 10? ц 106 Ц 0,0045 -35,4-50
ИС-4-13 4 13 — — 25 400X120X325(424) 28 3,7 7,03 103 ч 104 ч 0,0035 —50,4-45
ИМН-5-140 5 140 600 2,5 0,8 360X138X800(915) 57 31 51 103 ч 3-103 ч 0,0045 —50, 4-50
ИС-5-200 5 200 600 10 0,17 360X150X 800(890) 63 39,7 79 104 ц 1,5-10? ц 0,005 —10,4-40
ИМН-6-36Х2 6 36X2 600 1 0,5 360X150X 585(720) 48 26,6 47 104 ц 5-Ю4 ц 0,004 —10,4-40
ИС-6-5,5 6 5,5 — — 25 400X120X325(440) 28 3,5 6,7 103 ч 104 ч 0,0035 —50,4-45
ИК-6-150 6 150 60 50 0,17 360X138X640 45 59 99 2-104ц 10? ц — —
ИС-6-200 6 200 600 — 1,7 360X133X680 55 65 133 2-104 ц 5-10?ц 0,0035 —
ИК-Ю-50 К 1 50 500 10 0,17 360X138X 640(758) 50 50 91,3 104 ц 10? ц 0,006 4-1,4-40
"16
20
25
25
30
40
45
50
50
50
50
60
100
100
100
0,8 — — 25
0,5 — — 25
12 40 200 0,02
13 350 15 0,03
0,2 — 5 20
5 40 200 0,02
0,1 — 10 0,2
1 500 20 1,0
3 40 200 0,02
3,3 400 20 0,17
3 10 300 0,02
0,2 200 — 100
0,1 200 10 0,05
0,25 150 80 0,06
0,4 150 50 0,06
400X120 X325(470)
400X120 X 325(470)
314X314X680(730)
314 X314X 680(820)
379X118X325
314X 314 X680(730)
362X766X800(1200)
394X314X680(907)
314X 314X 680(730)
314 X 314X 680(730)
314X314X680(730)
455X150X326
455X150X326(345)
455X150X326(345)
455X150X326(345)
28 3,6 6,9 103 ч 104 ч 0,0035 —50, +45
28 3,6 6,7 103 ч 104 ч 0,0035 —50, +45
110 34 54 103 ц 104 ц 0,01 4-1, 4-40
120 34,4 60 103 ц 5-Ю4 ц 0,01 + 1, 4-40
30 3 6,2 7 НО5 ц — — —
120 33,4 57 3-103ц 3-104 ц 0,01 +1, 4-40
310 0,32 0,43 104 ц 10? ц 0,003 0, +35
110 11,3 18,6 — 5-Ю7 ц 0,01 4-1, +40
НО 34 54 3 103 ц 3-104 ц 0,01 + 1, +40
120 34,4 62 3-103 ц 3-104 ц — fe
НО 34 54 3-103 ц — — —
32 11,2 16,2 — 104 ч —- —
32 15,6 22,4 10* ц 3-104 ц 0,004 —10,+45
32 39 56 2-103 ц 2-Ю4 ц 0,006 —
32 62,5 90 — 2-Ю4 ц — —
Импульсные конденсаторы, выпускаемые
Тип кон- Й ф ~ О ф К к к О й w Режим работы
И co 2 и Рчй- к й СО Ф с р,\0 С й й И S к * X 0, 1 пь- раз-
денсатора ф й М И й S CJ s 9 S к1-4 к s - 2 к ю К £ S 2 S к - ФР, к о S к о к S Оч со й, :сима. ток а, кА
ii ° s К Ф •S О К КНР, Й к Й Пч 0) m Й ф сх Й Вид 5- И Рч
К 75-40 К 75-40 0,75 0,75 40 60 4 4 3000* 3000* 60 60 Непрерывно А А 0,5 1,0
К 75-40 0,75 80 4 3000* 60 > А 1,0
К 75-40 0,75 100 4 3000* 60 > А 1,0
К 75-40 1 20 4 3000* 60 А 0,5
К 75-40 1 40 4 3000* 60 А 1,0
К 75-40 1 60 3 3000* 60 » А 1,0
К 75-40 1 80 3 3000* 60 » А 1,0
К 75-40 1 100 3 3000* 60 » А 2,0
К 42-13 1 20 5 500 60 2 мин 10 мин А 0,45
К 42-15 1 20 55 — -—. .—, — - -
К 75-17 1 50 100 8 100 10 мин 30 мин А 1,2
К 75-18 1 100 3 190 10* 2 ч 1 ч АЧ 0,001
К 75-36 1 60 0,3 3000 60 .— А 2,0
К 75-9 1,5 50 50 —. 100 1 ч 1 ч А 1,0
К 75-9 1,5 100 50 — 100 1 ч 1 ч А 1,0
К 75-40 1,6 20 3 3000* 60 Непрерывно Л 0,5
К 75-40 1,6 40 2,5 3000* 60 » А 1,0
К 75-40 1,6 60 2,5 3000* 60 » А 2,0
К 75-40 1,6 80 2,5 3000» 60 » А 2,0
К 75-40 1,6 100 2,5 3000* 60 А 2,0
К 75-40 2,0 20 2,5 3000* 60 » А 0,5
К 75-40 2,0 40 2,5 3000* 60 А 1,0
к 75-40 2,0 60 2,5 3000* 60 А 2,0
К 75-40 2,0 80 2,5 3000» 60 > А 2,0
К 75-40 2,0 100 1,7 3000* 60 > А 2,0
К 42И-1 2,0 10 10,0 — 10я —— —
К 42И-Г 2,0 25 10,0 — 103 — —
К 42И-1 2,0 50 10,0 — 103 — —
К 75-11 2,0 100 0,5 1000 250 30 с 10 мин А .1,8
К 75-19 2,0 100 10,0 80 600 Непре рывно А 0,7
К 75-27 2,0 100 0,1 8000 360 3 мни 3 мин А 0,5
К 75-27 2,0 200 0,1 8000 360 3 мин 3 мин А 0,5
К 75-34 2,0 80 0,3 3000 100 90 с 180 с А 3,5
К 75-40 2,5 20 2 3000* 60 Непрерывно А 0,5
К 75-40 2,5 40 2 3000* 60 » А 1,0
К 75-40 2,5 60 1,7 3000* 60 » А 2,0
К 75-40 2,5 80 1,7 3000* 60 » А 2,0
К 75-40 2,5 100 1,7 3000* 60 » А 4,0
К 42И-1 3 10 6 — — — —
К 75-14 3 100 1 800 500 60 с | 20 с к 1,2
К 75-28 3 100 1 600 300 1 мин | 5 мин к 1,8
К 75-40 3 20 1,3 3000* 60 Непрерывно А 1,0
К 75-40 3 40 1,3 3000 60 » А 1,0
К 75-40 3 60 1,0 3000* 60 » А 2,0
К 75-40 3 80 1,0 3000* 60 » А 3,0
К 75-40 3 100 0,8 3000* 60 » А 4.0
к 75-20 4 log 0,03 3-10‘ 150 » А 3,0
Таблица 9-3
электронной промышленностью
о < Удельная Срок службы. о к Ч □н
&S. Габаритные энергия ЦИКЛОВ*"'* й ро S кО
размеры без Sb
« ° й изоляторов к
К S 5 (в скобках — с S й о Рч со
изоляторами), мм о ч: л й S ф Ф Й С Р
По< мени МО й g Дж Дж й о ф О, й & 2 S о к н ч
500 . 86X26X141(156) 0,6 18,7 35,5 10* 10я 0,008 —60, +70
500 86x41X141(159) 0,95 17,8 34,0 10* 10й 0,008 —60, -70
500 86x46x141(159) 1,0 22,5 40,4 10' 10я 0,008 —60, Р70
500 86X51X141(159) Ы 0,6 25,6 45,6 10‘ 10’ 0,008 —60, +70
500 86X26X141(156) 16,7 31,8 10‘ 10я 0,008 —60, 4-70
500 86X41X141(159) 0,95 21,0 40,3 ю-1 10е 0,008 —60, +70
500 86X46X141(159) 1,0 30,0 53,8 10'. 10я 0,008 —60, |-70
500 86X66X141(159) 1,4 28,6 50,0 10‘ 10“ 0,008 —60, |-70
500 86Х76Х 141(159) 1,65 30,4 47,0 10' 10Б 0,008 —60, L70
1000 048X92(110) 0,310 32,3 60,6 6-10' 0,008 —60, - -60
1000 289X52X138(150) 0,395 25,3 48,0 5000 ч 0,01 —60, - L70
3000 85X50X140(188) 1,25 19,8 42,0 3,6-10” 0,008 —60, - |-30
3000 86X71X141(161) 1,55 32,2 58,8 10- 0,008 —60, {-50
2000 86X46X141(159) 1,0 30,0 53,7 210* 0,008 —60, - -70
5000 122X122X220(286) 6,5 8,7 17,1 100 ч 0,01 —10, - -40
5000 122X122X390(456) 11,5 9,8 19,4 100 ч 0,01 —10, - -40
1000 86X26X141(171) 0,65 39,4 81,4 10’ 10я 0,008 —60, -70
1000 86X46X141(171) 1,0 51,2 92,0 10‘ 10" 0,008 —60, f-70
1000 86X 66X141(171) 1,4 54,8 96,0 10! 10я 0,008 —60, - {-70
1000 86X81X141(171) 1,8 57,0 104,5 10- 105 0,008 —60, - -70
1000 86X101X141(171) 2,2 58,0 104,5 101 10я 0,008 —60, - -70
1000 86X26X141(171) 0,65 61,0 127,0 10’ 10" 0,008 —60, - -70
1000 86X46X141(171) 1,0 80,0 144,0 10' 106 0,008 —60, - -70
1000 86 X66X141(171) 1,4 86,0 150,0 10‘ 10я 0,008 —60, - {-70
1000 86X91X141(171) 2,05 79,0 145,0 10' 105 0,008 —60, - J-70
1000 86X111X141(171) 2,35 85,5 148,0 10' 106 0,008 —60, - -70
1000 86X41X140(162) 0,9 22,2 40,6 250 ч 0,01 —60, - -50
1000 86X91X140(162) 19 26,3 45,6 250 ч 0,01 —60, - -50
1000 86X176X140(162) 3,5 28,6 47,2 250 ч 0,01 —60, -50
3000 86Х96Х 141(159) 2,2 91,0 172,0 5-10- 0 008 —60, [-40
3000 260X85X230(284) 8.6 23,3 39,5 3.6-107 0.008 —60, 1 [-60
3000 126X86X141(159) 2,7 74,0 131,0 25-10" 0,008 —60, п -50
3000 177X106X178(202) 5,8 69,0 120,0 10’ 0,098 —60, п -50
800 86X96X141(159) 2,1 76,0 137,5 500 ч 0,012 —60, - -70
3000 86X31X141(181) 0,75 83,5 166 Ю1 10г> 0,008 —60, п -70
3000 86X66X141(181) 1,4 89,3 156 10' 10s 0,008 —60, п [-70
3000 86X 86X141(181) 1,9 99 180 10' 106 0,008 —60, [-70
3000 86X111X141(181) 2,35 106 185 10' 10» 0,008 —60, - -70
3000 86x141X141(181) 3,0 104 183 10‘ 10я 0,008 —60, - [-70
1000 71X86X140(162) 1,55 29 52,6 250 ч — 0,01 —40, - -50
3000 140 X 85X 375(429) 7,5 60 100 — 10Г’ 0,008 —60, -| -50
3000 140X85X230(258) 4,9 92 165 5-101 — 0,008 —60, -) [-50
3000 105 X 35X170(210) 1,25 72 144 10' 10s 0,008 —60, +70
3000 105X 65X170(210) 2,0 90 155 10‘ 105 0,008 —6U, - -7U
3000 105 X 90X170(210) 2,75 98 167 101 10Б 0,008 —60, +7U
3000 105X120X170(210) 3,65 99 168 101 10» 0,008 —60, +70
3000 105Х 150X170(210) 4,5 100 168 10* 10» 0,008 —60, +70
3000 140X110X454(508) 11,5 69,5 114 10s 0,008 —60, +40
Тип кон-
денсатора
s g
*тп Е
U-. о;
Режим работы
К?75-40
К 75-40
К 75-40
К 41И-7
К 75-40
к 75-40
К 41И-7
К 75-22
К 75-35
К 75-39
К 75-39
4
4
4
5
5
5
10
40
50
63
63
20
40
60
100
20
40
32
0.1
1,3
1,0
0,8
0,0083
1,0
0,8
0,0083
5000
3000*
3000*
3000*
3000*
3000*
60
60
60
500
60
60
500
0,1—5
Непрерывно
»
»
Непрерывно
»
0,024 400
0,033 100
0.1 100
0,05
1,0
1,0
А 1,0
А 2,0
А 4,0
А 1,0
А 2,0
—
АЧ 180
АиКР 2,5
АиКР 2,0
АиКР 3,0
* Для частоты до Од Гц. Для более высоких частот время заряда —
** А — апериодический, АЧ — апериодический, частичный, К — колеба-
*** ч — часов.
При разработке и эксплуатации установок с емкостными накопи-
телями энергии необходимо учитывать, что при работе в режимах,
отличных от предусмотренных техническими условиями, параметры
конденсаторов могут существенно отличаться от номинальных. Так,
для бумажно-масляных конденсаторов зависимость ресурса от ре-
жима работы может быть выражена эмпирической формулой [Л.9-44,
9-45]:
М = АЕ~т fb F~l Ап/2 10₽r, (9-15)
где M — ресурс, число импульсов; Е — рабочая напряженность элек-
трического поля, кВ/мм; f — частота повторения импульсов, с-1;
F—частота тока в разрядном контуре, Гц; Д— декремент колеба-
ния Е (отношение двух последующих амплитуд Е одного знака), ха-
рактеризующий быстроту затухания колебаний1; Т — температура
внутри конденсатора, К; А, т, b, I, п, р— коэффициенты, зависящие
от режима работы конденсатора, технологии его изготовления и дру-
гих факторов. Для отечественных конденсаторов можно считать, что
Л=2,72-1021, «2=8=10, 6=0,21, /=0,237, п=2,33, ₽=2,73-10-3. На
рис. 9-30 приведена соответствующая номограмма.
Зависимости от разрядного сопротивления параметров наиболее
распространенных типов электролитических конденсаторов представ-
лены на рис. 9-31 [Л.9-46].
1 Быстроту затухания колебаний можно также выражать сте-
пенью затухания Д', представляющей собой обратную величину отно-
шения двух смежных амплитуд противоположного знака
Продолжение табл. 9-3
О) к & «О ® Ы Габаритные Удельная "* энергия Срок службы циклов*** гл а по- 0 Гц
3 яи
Я о'Ь « S s Is! размеры без изоляторов (в скобках — с 1, кг § о К У Л £ я га с сьй
изоляторами), мм о ст & Е я
о а> га С X Ч га S Дж Дж Гар о о CU га & S га о S н ч
3000 105X65X170(210) 2,0 80 138 101 Ю5 0,008 —60, 4-70
3000 105X110X170(210) 3,3 97 163 104 10й 0,008 —60, -70
3000 105X170X170(210) 5,0 96 158 10“ 10в 0,008 —60, -70
500 170X125X 410(476) 105X90X170(210) 15 83,2 143 6 103 — 0,012 —ю, -40
3000 2,75 91 155 10’ 10® 0,008 —60, -70
3000 105X170X170(210) 5,0 100 165 104 юь 0,008 —60, 4-70
600 230X180X410(455) 30 53,4 94,5 6 10s — 0,012 —10, -1-40
— 150X130X 210(350) 7,2 11.1 19.6 12 0С0 ч при-|-50оС 1000 ч — 0,01 —60,4-125
1000 152X146X290(340) 12 2,5 4,7 — 0,005 —10, 4-55
1000 180X145X450(595) 18 3.6 7.3 при 100 Гц 2000 ч 0,0025 —60, 4-70
1000 395X145X450(595) 48 4,1 8,7 2000 ч — 0,0025 —60, 4-70
ие менее 0,5 длительности разряда.
тельный, КР — колебательный с реверсом 15—20%.
Рис. 9-30. ‘Номограмма для определения ресурса в зависимости от
режима работы конденсатора.
Импульсные конденсаторы электролитические
Таблица 9-4
сс ф1 д X Габаритные раз- Удельная Срок служ- • £
с ►г ф О а. кФ Л) н « S к Я Е ЙО меры, мм энергия бы, циклов о о Й
К
Е й Ч - и й 1
К С Ч Ф й и; й £ я ь :аем Дж й н °- з я gO а Высота (в скоб- я г Е к S ь м
С я Й о £ с ,s« Е ° й „ Й 5S « ф =f Э-ci g+l Е й я ках — с вывода- о о й я я й D £
X Я: ьС ф со Е J я Нея ч ми) S ч ч U £ “Ч 3* О
К50-13 К50-17 К50-17: К50-17 j 350 300 250 400 15,3 18 0,1 0,1 0,45 1,5 1,0 30 28 56 60(65) 0,070 0,070 218 256 395 490 105 105 2-Ю5 2-Ю5 —ю, —10, -1-40 -1-50
300 800 36 0,1 0,45 1,2 40 60(65) 0,140 256 475 10’ 2-Ю5 —10, +50
300 1500 67,2 0,1 0,45 2,2 40 118(123) 0,270 250 455 Ю5 2105 —10, +50
К50-17; К50-17 400 200 16 0,1 0,45 1,0 28 48(53) 0,060 266 540 105 2-Ю5 —10, +50
400 50U 40 0,1 0,45 1,0 28 105(110) 0,120 335 620 105 2 105 — 10, +50
К50-17 К50-17 400 1000 80 0,1 0,45 2,0 40 118(123) 0,270 295 540 105 2-Ю5 —10, +50
500 200 25 0,1 0,45 1,0 28 85(90) 0,090 278 480 103 2-105 —10, +50
К50-21 . 16Q 5000 64 3 — 2,0 55 140(152) 0,55 125 200 10* 2-Ю4 —10, +50
К50-21 К50-21 160 250 15 000 1000 192 31 3 3 — 2,5 1,0 95 40 140(152) 60 1,65 0,93 125 334 200 500 Ю4 ю5 2 10* 2-Ю5 —10, —10, +50 +50 +40
дъО-^З 500 5UU 62,5 0,1 — 2,0 51X25* 130(142) 0,26 250 450 5-Ю4 105 —10,
К50-23 500 1000 125 0,1 — 3,0 55 133(145) 0,55 250 450 5-104 ю3 —10, +40
К50-ЗИ 450 500 51 0,16*** — 2,5 65 110(130) 0,650 78,5 139 500 ч 1000 ч —40, +60
К50-ЗФ 300 500 22,5 0,1 ,0 1.0 32 107(127) 0,160 141 257 10* 2-104 —25, +40
К50-ЗФ 300 1000 45 0,1 1,0 1,0 50 107(127) 0,4 141 257 10* 2-101 —25, +40
К50-ЗФ 450 500 51 0.1 1,0 2,5 65 110(130) 0,65 141 257 10* 2-10' —25, +40
К50И-8 300 800 36 0,1 0,45 1,5 50X24* 130(142) 0,24 148 262 10* 2-1 О’ —ю. -j-40
К50И-8 400 500 40 0,1 0,45 2,5 50X 24* 130(142) 0,24 167 289 104 2-Ю4 —10, +40
К50И-8 500 300 37,5 10** 2 1,5 50X24* 130(142) 0,24 157 270 3,6-10й 10’ —10, +40
* Овальный корпус.
** Разряжаются на 30% по напряжению.
*** Время разряда 50% энергии — не менее 25 мс
Таблица 9-5
Импульсные конденсаторы Харьковского политехнического института
Тип конденсатора Номинальное напря- жение, кВ Номинальная ем- кость, мкФ Собственная индук- тивность, и Г Амплитуда разряд- ного тока, кА Частота разрядного контура, кГц Частота повторения разрядов, имп/мин Габаритные размеры без выводов (в скоб- ках — с выводами), мм Масса, кг Удельная энергия Срок службы, циклов
Дж/кг Дж/дм'1 Гарантия Ресурс
МИОМ-4 6 340 20 100 30 6 460 X504X 720(760) 300 20,3 36,8 103 2-Ю8
КИМ-17А 10 200 25 100 30 6 356X600X955(1035) 275 36,4 49,0 104 3-104
КИМ-26 10 200 50 — — 2 414X604X980(1033) 340 29,4 40,0 104 3-104
КИМ-17Б 20 50 30 100 30 6 356X600X955(1035) 270 37 49,0 104 3-104
КИМ-24 10/20 156739 40(при 10 кВ) 10 — 0,2 534X 322 X705(745) 230 34 65,5 104 . 2-Ю4
КИМ-25 25 32 30 — — 2 414X 604X 980(1033) 340 29,4 40,0 104 3-104
КИМ-21 25 32 30 100 50 2 310 X 526X 960(1000) 300 33,3 64,3 104 3-104
КИМ-19 40 6,25 30 60 100 1 282 X526X685(725) 200 25 50,0 104 3-104
КИМ-20 40 1 20 20 • 50 1 295X255X450(555) 60 13,2 23,7 104 3-104
КИМ-14К 50 8 40 40 100 0,2 322X566X1000(1040) 270 37 55,8 104 3-104
КИМ-18 50 0,5 40 20 50 1 295X255X490(540) 60 10,4 16,9 105 10®
КИМ-23 50 8 20 100 50 1 322X 566 X 700(740) 200 50 78,7 8-Ю3 104
КИМ-22 100 0,5 10 170 100 2 274X475 X660(700) 80 31,2 29,0 3-103 5-Ю3
КИМ-16 125 1,28 250 50 — — 545X965X 324(413) 300 33,3 59,0 104 3-104
Таблица 9-6
Импульсные конденсаторы Ленинградского политехнического института
Тип конденсатора Номинальное на- пряжение, кВ Номинальная емкость, мкФ Собственная индуктивность, нГ Добротность при Е= 1МГц Амплитуда раз- рядного тока, кА Габаритные раз- меры (без изоля- торов), мм Масса, кг Удельная энергия Гарантийный срок службы, циклов
Дж/кг Дж/дм3
КБЛЭ14-78 14 78 40 10 4 315 X230 X 310 38 200 350 103
КМК20-0.5 20 0,5 10 10 100 75X218X240 6 16,6 25 104
КМК20-25 20 25 10 10 500 765X175 X630 140 35,6 60 104
КМК25-0.5 25 0,5 15 5 100 73 X222 X 254 6 26 37,7 104
КМК25-5 25 5 15 10 400 445 X 225 X640 67 23,3 44,4 104
RMK30-10 30 10 9 10 400 695X160 X640 95 47 63,4 104
KMR35-5 35 5 15 5* 400 520X175 X 640 103 30 52,3 104
КМК40-0.7 40 0,7 18 10 150 205 X 220 X265 24 23,3 48,5 104
КМВД50-0,1 50 0,1 16 100 100 365X144X335 22 5,7 7,1 105
КМК50-0.1 50 0,1 20 10 80 88 X225 X235 6,7 18 26 104
КМК50-0.7 50 0,7 30 5 150 275X205X370 36 24,2 42 104
КМК50-4 50 4 15 5* 500 525X220X675 98 37,2 65 104
КМК50-8 50 8 16 10 400 440X520X645 196 51 68,5 104
КМКИ60-2 60 2 20 10 300 460X155X325 33 ПО 160 103
КМКЮО-1,3 100 1,3 200 10 150 510 X300 X750 202 32,5 56,6 104
КК125-0.8 125 0,8 350 10 150 530 X285 X770 220 28,4 54 104
* Значения добротности при резонансной частоте конденсатора.
Таблица 9-7
Управляемые отпаянные разрядники, выпускаемые отечественной промышленностью [Л. 9-47, 9-47а]
f Тип разрядника Рабочее напря- жение, кВ Амплитуда им- пульса тока, кА Длительность импульса тока, мкс Коммутируемая энергия, Дж Средняя комму- тируемая мощ- ность, Вт Частота повто- • рения импульсов, Гц Импульс управле- ния Гарантийный срок служен, импуль- сов Габаритные раз- меры, мм Масса, г
Амплиту- да, кВ R X О. g* (St?
Р-21 1,1—2,0 0,5 100 4,0 180 1 15 0,04 1,5 10’ 025X105 125
Р-24 2—6 о,з 100 18 200 0,17 15 0,04 2 106 025X112 140
Р-30 4,7—5,3 — —— 0,125 —- 3000 — 0,04 3,5 106 061X52 500
Р-37 0,8—2,0 0,25 10 2,0 20 0,17 — 0,07 2 105 020X62 40
Р-41 16—27 0,2 70 1600 — 0,03 25 —- 3 103 075X170 600
РТ-39 45—80 1,8 2—3 300 — 0,03 45—55 —— 3 103 075X243 800
Р-47* 6-16 6 10 — 25 160 — 50 10 17 0,07 1Q5 103 024хЮ5 130
Р-52 10-25 1,1 480 800 — — 28—50 1-5 2- 103 075,5X170 600
РТ-53* 0,6-1,6 1,3 10 — 1,7 60 — 10 0,1 4 — 5-Ю5 300 045X36 35
«Доктри- на-2» 5—10 4 — 23 — 50 8 0,1 10» 075X45 80
ВИР-19 1,5 1,0 15 180 .—- 50 1,0 10—4 106 018X25 —
ВИР-21 1,7 1,0 15 360 — 100 4 ю—4 5 106 030X70 —
скэч-зо 1,5 1,0 1 — 10 30 2 ю-4 10’ 030X80 —
• В числителе режим I, в знаменателе режим II.
Характеристики металлокерамических и металлостеклянных
разрядников с тригатронным зажиганием (для редких вспышек)
фирмы «Эджертон, Гермесхаузен и Грир» (США)
Тип разрядника Диапазон рабо- чих напряжений, кВ Напряжение ста- тического про- боя, кВ : Максимальный 1 ток в импульсе, кА Длительность импульса тока, мкс f Коммутир уемая ^энергия, кДж Минимальное на- пряжение зажи- . тающего импуль- са, кЕ Время запазды- вания важигання, мкс
GP-11B 1,3—3,4 4,2 5 20 25 5,5 0,10
GP-12B 10—24 30 100 10 2500 20 0,03
GP-14B 12—36 42 100 10 2500 20 0,03
GP-15B 25—69 86 100 10 4000 20 0,03
GP-16B 0,7—2,1 2,6 5 20 25 5 0,10
GP-17B 4,4—10 12,5 5 20 25 7 0,10
GP-20A 3,5—11 14 15 20 200 10 0,10
GP-22B 6—15 19 100 10 2500 20 0,03
GP ЗОВ 2—6 7,5 100 10 2500 20 0,03
GP-31A 2—6 7,5 15 20 200 10 0,10
GP-32B 20—48 60 100 10 4000 20 0,03
GP-39 8—20 25 5 20 25 7 0,10
GP-41B 12—36 42 100 10 4000 20 0,03
Разрядники. В качестве коммутирующих элементов в схемах пи-
тания импульсных источников света широко применяются искро
вые разрядники, обладающие рядом достоинств по сравнению с дру-
гими приборами аналогичного назначения: хорошими частотными ха-
рактеристиками, высокой точностью включения, малыми активным
сопротивлением и индуктивностью и постоянной готовностью к рабо-
те вследствие отсутствия подогревателей электродов. К достоинствам
разрядников относится также широкий диапазон коммутируемых на-
пряжений (от сотен вольт до сотен киловольт) и токов (до кило- и
мегаампер).
Разрядники с наиболее высокой частотой вспышек упоминались
в § 7-2 при описании соответствующих схем. Здесь должны быть до-
полнительно рассмотрены сильноточные высоковольтные разрядники
со сравнительно низкой частотной характеристикой, которые можно
условно разделить на вакуумные, воздушные, высокого давления и
разрядники с твердым диэлектриком.
В вакуумных разрядниках изолирующей средой между основны-
ми электродами является вакуум (10“'—10 Па). Они позволяют ком-
мутировать токи до нескольких мегаампер при напряжениях от 100—
300 В до 150 кВ, характеризуются малой собственной индуктив-
ностью (несколько наногенри) и небольшим падением напряжения,
бесшумны в работе и имеют малое время запаздывания срабатывания
относительно управляющего импульса, что дает возможность пар ал-
Дж/см3
Рис. 9-31. Зависимости
допустимой частоты раз-
рядных циклов к. п. д.
т) и удельной отдаваемой
энергии 1ГуД от разряд-
ного сопротивления Рразр
для электролитических
конденсаторов. При па-
раллельном соединении п
конденсаторов вместо
Рразр подставляется
Р:1кв = иРразр.
дельного включения большого числа разрядников. Существенным не-
достатком неотпаянных разрядников этого вида является необходи-
мость сложной системы вакуумирования. Отпаянные разрядники
свободны от этого недостатка, но могут коммутировать лишь срав-
нительнр небольшие токи и энергии (табл. 9-7 и 9-8). Серийный вы-
пуск неотпаянных разрядников отсутствует, и их изготовление осуще-
ствляется местными средствами.
В настоящее время вакуумные разрядники обычно применяются
в установках с рабочим напряжением до 30 кВ. В [Л. 9-48] описаны
малоиндуктивные вакуумные разрядники на напряжение до 50 кВ,
управляемые с большой точностью во времени в широком диапазоне
напряжений (от 1 до 50 кВ) и пригодные для многократной комму-
тации импульсных токов различной формы (амплитуды 104—106 А,
длительности 10-3—10 3 с) при энергиях более 50 кДж. Устройство
0 WO
0 ЧОО
б)
Рис. 9-32. Вакуумные разрядники на напряжение 50 кВ.
а — разрядник с плоскими электродами б — разрядник с коаксиальными элек-
тродами I — основной электрод (сталь); 2 — изоляционный корпус (органике
ское стекло); 3 — вакуумная резина; 4—втулка (фторопласт); 5 — электрод
зажигания (нержавеющая сталь); 6— кабель зажигания; 7 — изоляционное
кольцо; В — токоподводящнй цилиндр.
разрядника показано на рис. 9-32. Разрядник рис. 9-32, а имеет пло-
ские электроды, разрядник рис. 9-32, б — коаксиальные (для сниже-
ния эрозии). Зазор между электродами 32 мм. Разряд инициируется
вблизи изоляционных стенок камеры, при этом в разряднике
рис. 9-32,6 под действием электромагнитных сил плазменный ка-
нал движется по коаксиальным электродам к их торцам. Для сниже-
ния времени запаздывания и обеспечения равномерного распределе-
ния тока инициирование разряда осуществляется с помощью трех
электродов зажигания, размещенных на нижнем сильноточном элек-
троде около стенок камеры. Импульс зажигания 25 кВ с фронтом
Таблица 9-9
Вакуумные дугогасительные камеры [Л.9-49]
Параметр КДВ-26 КДВ-21 КДВ-19 КДВ-16
Номинальное напряжение, кВ 15 20 35 35
Испытательное напряжение (1 мин), 56 66 90 95
кВ
Номинальный ток, А 300 300 300 200
Многократно переключаемый ток, А 900 900 900 —
Предельный отключаемый ток, А 2000 2000 1600 4500
Напряжение при отключении, кВ 15 20 35 35
Этключаемая мощность, МВ-А 30 40 56 157,5
2рок службы, переключений 3-10« 4-10« 3-104 .—.
Емкость, пФ 8,0 6,8 20 6,8
Индуктивность, мГ 0,3 0,2 0,5 0,5
40 нс. Начальное давление в разряднике 10-3—0,1 Па, индуктив-
ность при коаксиальном подключении 6 нГ.
Своеобразными вакуумными разрядниками с механическим уп-
равлением являются вакуумные дугогасительные камеры КДВ
(см. табл. 9-9). Их отличительной особенностью является способ-
ность не только замыкать цепь, но и размыкать токи значительной
силы.
Воздушные разрядники, работающие при атмосферном давлении,
характеризуются простотой эксплуатации (не требующей вакуумных
устройств или компрессоров), небольшим разбросом времени сраба-
тывания (десятки наносекунд), приспособленностью для программно-
го управления и высокими значениями коммутируемого тока. Их
главный недостаток — шумовой эффект при срабатывании. Простей-
ший вид воздушного разрядника тригатронного типа, широко приме-
няемого в различных схемах и устройствах, по конструктивной схеме
и механизму действия близок к аналогичным импульсным лампам
(см. рис. 7-2, а). При достаточных размерах им можно коммутиро-
вать импульсы тока до десятков килоампер длительностью до десят-
ков микросекунд при напряжениях до десятков киловольт. Его ос-
новной недостаток — значительная индуктивность сопряжения с раз-
рядным контуром (несколько микрогенри).
Высоковольтный малоиндуктивный воздушный разрядник
РВУ-7М опытного производства Харьковского политехнического ин-
ститута представляет собой так называемый каскадный разрядник,
принцип работы которого поясняется рис. 9-33, а. Главные электро-
ды /, 2 и электрод зажигания Э3 образуют два последовательно сое-
диненных искровых промежутка S[ и Хг с равномерным перепадом
напряжения. При подаче на электрод Э3 высоковольтного импульса
зажигания происходит усиление поля в одном из промежутков и он
пробивается, вследствие чего полное напряжение оказывается прило-
женным ко второму промежутку, который затем пробивается также
(число промежутков может быть и больше двух). Так как пробой
Рис. 9-33. Разрядник РВУ-7М.
а — принципиальная схема; б — конструкция разрядника; в — схема включения
разрядника; /, 2 — основные электроды; R\, ^‘—делитель напряжения; Rn —
нагрузка; 7? эар — зарядный резистор; Со — конденсаторная батарея; С и R —
разделительные конденсатор и резистор; высоковольтный импульс зажи-
гания; Uo~~- рабочее напряжение батареи.
происходит при напряжениях, значительно превышающих статиче-
ское разрядное, то время запаздывания срабатывания разрядника
может быть очень малым. Конструкция разрядника РВУ-7М пред-
ставлена на рис. 9,33,6, а схема его включения — па рис. 9-33, в.
Основные электроды 1, 2, имеющие тороидальные накладки из не-
ржавеющей стали Г и 2', изолированы один от другого плитой из
органического стекла 8. Через отверстие в центре плиты проходит
электрод зажигания Э3, который состоит из внутреннего металличе-
ского цилиндра 3 и двух наружных металлических цилиндров 4 и 5,
К схеме инициирования
¥
г 1
6)
Рис. 9-34. Разрядники.
р
а — разрядник высокого давления
МЭИ (/ — главные электроды; 2 —
электрод зажигания; 3 — изоляция;
4 — корпус; 5 — крышка); б — раз-
рядник с твердым диэлектриком
(/ — главные ' электроды; 2 — ди-
электрик; 3 — металлическая обой-
ма; 4 — капсюль-детонатор).
укрепленных па нем с помощью металлической (6) и фторопласто-
вой (7) втулок. Пластмассовый корпус разрядника 9 разъемный, со-
стоящий из двух частей. Импульс зажигания подается на цилиндр 3
по кабелю 10. Разрядник позволяет коммутировать импульсные токи
с амплитудой до 150 кА в диапазоне напряжений 15—50 кВ при дли-
тельности импульса до десятков микросекунд, имеет собственную ин-
дуктивность 40 нГ и применяется для коммутации разрядных цепей
в мощных установках [Л.9-50].
Достоинствами разрядников, работающих при высоком давлении,
являются небольшой разброс времени срабатывания, малая индук-
тивность, небольшое по сравнению с вакуумными разрядниками вре-
мя восстановления электрической пробивной прочности, широта диа-
пазона управления по напряжению без регулирования длины искро-
вого промежутка (0,15—1,0 номинального напряжения) и невысокий
уровень шума при работе. На рис: 9-34, а представлена конструкция
разрядника высокого давления, разработанного в Московском энер-
гетическом институте [Л.9-51]. В разряднике применена кольцевая
система электродов, обеспечивающая более равномерный, чем в дру-
гих конструкциях, износ поверхности, а также независимость рабо-
чего зазора от степени затяжки разъемных соединений. Под действи-
ем электро- и газодинамических сил канал главного разряда выду-
вается в демпфирующий объем, образуемый крышкой разрядника,
и поэтому не оказывает вредного воздействия на электрод зажига-
ния. Рабочее напряжение разрядника 5 кВ при давлении воздуха в
нем 0,5 МПа, коммутируемый ток 160 кА, собственная индуктив-
ность 15 нГ.
Устройство разрядника с твердым диэлектриком показано на
рис. 9-34,6 [Л. 9-52]. В выемку электрода 1 закладывается обойма 3
с капсюлем-детонатором 4. При подаче инициирующего импульса
капсюль-детонатор взрывается, получающаяся при этом металличе-
ская струя пробивает изоляцию 2 и замыкает верхний и нижний
электроды 1. В качестве диэлектрика могут применяться органиче-
ское стекло, полиэтилен, лавсан, фторопласт и др., а для пробивания
диэлектрика — взрывающиеся проволочки, металлические заклепки и
электродинамические молотки. Разрядники с твердым диэлектриком
имеют предельно низкие значения индуктивности искрового проме-
жутка и весьма компактную конструкцию (широкого применения они
не нашли).
В последние годы в СССР и за рубежом ведутся работы по соз-
данию мощных ртутных игнитронных разрядников, преимуществами
которых являются отсутствие разрушения катода, широкий диапа-
зон рабочих напряжений, небольшое падение напряжения в дуге, бес-
шумная работа. Серийно выпускаемый игнитрон типа ИРТ-1 на ток
100 кА, напряжение 100 В—10 кВ, частоту повторения импульсов
10 имп/мин имеет собственную индуктивность 40 нГ, срок службы
105 включений. Благодаря малому времени срабатывания этого игни-
трона (менее 0,5 мкс при нестабильности не более 0,05 мкс) обеспе-
чивается возможность параллельной работы многих разрядников.
Разработаны также игнитроны на 5 и 25 кА при напряжении 50 кВ
с частотой повторения импульсов 2 и 50 Гц [Л.9-53].
Кабели. Для передачи энергии от накопителя энергии к нагруз-
ке, а также для выполнения других высоковольтных цепей применя-
ются специальные кабели, число отрезков которых в крупных уста-
новках с большим количеством импульсных ламп может достигать
нескольких тысяч штук при длине отрезка до нескольких десятков
метров. Поэтому от надежности кабеля в большой степени зависит
надежность установки в целом. Индуктивность кабелей в некоторых
случаях может составлять до 50% индуктивности всего разрядного
контура, и от нее часто зависят выходные параметры установки. Со-
ответственно при разработке подобных установок для питания им-
пульсных источников света выбору кабеля уделяется большое вни-
мание.
Одна из основных характеристик кабеля —- его индуктивность,
которая для одножильного коаксиального кабеля равна, Г [Л.9-54]:
L= 2Z In 10-’, (9-16)
где I — длина кабеля, м; D и dH( — диаметры изоляции и жилы ка-
беля, м.
Наиболее широко применяются кабели с изоляцией из стабили-
зированного полиэтилена. На рис. 9-35 показаны типичные конструк-
ции высоковольтных импульсных кабелей, а в табл. 9-10 — основные
данные некоторых марок, выпускаемых промышленностью. Помимо
изоляционных слоев, кабели часто имеют полупроводящие покрытия
PK-50-J1-13
Рис. 9-35. Конструкции высоковольтных импульсных кабелей.
/ — полиэтиленовый сердечник; 2— оплетка из медной проволоки; 3 — полупро-
водящий полиэтилен; 4 — полиэтиленовая изоляция; 5 — обмотка пленкой из
фторопласта-4 с промазкой кремнийорганической жидкостью; 6 — полиэтилено-
вая изоляция; 7— полупроводящнй полиэтилен; 8 — экран нз медной проволоки
(обратный докопровод); 9 — оболочка из светостабнлизированиого полиэтилена;
10 — литцы из медных проволок; 11— алюминиевая жила; 12— технологиче-
ская жила; 13 — слой прорезиненной или пластикатной ленты.
РК-50-3-23 РК-50-2-15 СП о ьо РК-50-1-23 РК-50-1,5-22 РК-50-1-22 РК-50-0,6-22 Марка кабеля*
1 1 1 1 1 1 1 рабочее (импульсное)
2,0 сп СП 0,6 0,9 О сп 0,3 начала внут- ренних разря- дов в изоляции Напря
4,0 “Г I 3,0 1,2 1 1 со 1,0 1 I 9^0 испытательное на частоте 50 Гц** женне, г с »
1 1 1 1 1 1 1 испытательное постоянное** W 3 S
240 290 250 230 240 240 240 Индуктив- ность, нГ/м г высокой
СО сп 115 100 СО со со СО сп СО сл Емкость, пФ/м ь А S ст я к
СП о СП о СП О СП о СП о СП о сп о Волновое соп- ротивление, Ом & S S «□
4,4 4,4 о сп 2,0 ьэ Наружный диаметр, мм ег 2 г х к PS О (Т>
37,4 21,4 11,2 17,7 7,0 3,5 Масса, кг/км ы S
10 000 ч СП О о о я 5000 ч 10 000 ч 10 000 ч 1000 ч 3000 ч Ресурс Ч
Примечание О\ £а R CD
о
6,0
РК-50-4-11 — 3,0 ~Г — 250 100 50 9,6 123 10 000 ч
РК-50-7-23 — 5,0 9,0 1 — 250 100 50 12,2 331 10000 ч
РК-50-9-12 — 5,0 10 1 — 275 ПО 50 12,2 229 10 000 ч
РК-50-11-11 — 5,5 14 1 — 290 115 50 14 300 10 000 ч
РК-50-24-17 — 13 25 1 — 250 100 50 27,8 1096 10 000 ч
КВНТЭ 7,5 4,0 6 1 50 3 180—95 127—240 — 6,9—9,2 80,5—168 1 000 ч
КВНТЭ 15 7,5 12 1 100 3 29—170 80—134 — 9,5—11,8 164—271 1 000 ч 8
КВНТЭ 25 12 20 1 200 3 380—240 60—95 — 13,1—15,4 319—456 1 000 ч
КВН-10/75 10 — 6 50 365 65 75 8,3 93,5 1 000 ч
КВН-20/75 20 — 12 100 365 65 75 12,3 186 1 000 ч
КВН-20/50 j 20 — 12 100 250 100 50 11,3 178 1000 ч
КВН-35/100 £35 —• 20 200 500 50 100 24,3 553 1 000 ч
КВНС-20/75 20 — 12 100 365 65 75 12,3 186 10 000 ч
КВНС-20/50 ц20 — 12 100 250 100 50 11,3 178 10 000 ч
Л X > © й л X д д ж « Я д д w го д д д м и : = 5 g g ? t сл • » -f4 ?— to ° “ “ — w ° 8 g “° *1 л Марка кабеля
Сл сл сл сл co c о о о о о лЭ Э о D о Рабочее (импульсное)
начала внут- ренних разря- дов в изоляции Д к я а
испытательное на частоте 50 Гц** к о> к в
3? сл § СЛ а - § § ол 10 60 1 100 120 испытательное постоянное** й
to — >— _ _ f to 00 >— О >— О с ® © © © о © с 250 9ЯЛ Индуктив- ность, нГ/м
; ел ел to - to со о ООСЛ4^СЛ©СЛ© пФ/м Емкость,
СЛ ЬО •—‘ ND ЬЭ СП СП ©ослюслооо Волновое соп- ротивление, Ом
OOOiOOOtOWOO О СП to сп "о диаметр, мм Наружный
4^4^СЛ»₽*ОЭЬООЭфь слоооооо©^ ©OOrfb©O©--q g 2 Масса.
>— 00 о сл •— с * • о с №> с я о g м s s S В .S ! р 10 000 ч 10 000 ч 5-104 ими. 104 ими. Ресурс -
При 60 кВ— 10s ими. При 30 кВ— 104 ими. 11римечание
Продолжение табл. 9-16
КПВ-1/60 КПВ-1/75 60 75 — — 10 10 200 1 160 — 31 21,6 45 600 2500 104 имп. 10° имп. При 70 кВ— 103 имп.
квим 60 — — 140 1 120 — 22 18 473 104 имп. При 80 кВ— 500 имп. при постоянном напряже-
КВИ-120 120 — 100 1 120 1 250 100 50 15 335 104 имп. нии—104 ч
КВИО-150 150 — 50 1 35 100 40 20 19,6 806 1 имп.
ИК-2 25 — 9 1 250 100 50 20 400 10s ч
ИК-4 80 29 50 1 — 500 200 100 35,8 1297 10s ч
ИКШ-16 25 9 — 36 1 80 32 16 29,5 1620 5-103 ч
ИКШ-24 25 9 — 36 1 120 48 24 28 1228 5-103 ч
икш-зо * Выпускается те ** В числителе — 35 кже иапр? 12,5 серия 1жение РК-75, а в кВ, 50 1 налогич знаме 150 пая серии нателе — вр 60 ’К-50, но с емя в мину [30 сопроти тах. 26 влением 75 1095 Ом. 5-10s ч
(чаще всего из полупроводящего полиэтилена), которые улучшают
ионизационные характеристики и выравнивают электрическое поле.
При монтаже кабелей большое значение имеет выбор типа и ка-
чество выполнения разделки. Опыт эксплуатации показывает, что от-
казы кабеля в основном происходят или в результате пробоя оплет-
ки иа жилу кабеля в зоне разделки, или в результате перекрытия по
поверхности изоляции либо полупроводящего слоя кабеля (если он
оставлен на поверхности кабеля). Рисунок 9-36,а позволяет опреде-
лить длину кабельной разделки для кабелей КПВ-1/50 и РК 75-9-13
Рис. 9-36. Кабельные разделки.
а — зависимость разрядных напряжений от длины разделок концов кабеля
(F=30 кГц, Д=1,1); б — концевая разделка кабеля КПВ-1/50 (1 — токосъем-
ная скоба; 2— диэлектрик разделки; 5 — наконечник, напрессованный на
жилу); в — концевая разделка кабеля с полупроводящим слоем (/ — токо-
проводящая жила; 2 — основная изоляция; 3 — полупроводящий слой; 4—
токопроводящая оболочка; 5 — кабельный наконечник; 6 — токопроводящая
перемычка, соединяющая кабельный наконечник 5 с полупроводящим слоем
3; 7—потенциальные кольца, припаянные к 6 и 4; 8— токосъемная скоба).
с толщиной изоляции 4 мм [Л.9-52]. Рабочие напряжения обычно
выбирают на 30—50% ниже разрядных для данных длин разделок.
Следует иметь в виду, что увеличение длины разделки ведет к увели-
чению ее индуктивности. Кроме того, увеличение длины разделки вы-
ше определенного размера приводит к незначительному повышению
разрядного напряжения, так как это напряжение зависит от толщины
изоляции, свойств полупроводящего покрытия и характера окружаю-
щей среды. В тех случаях, когда высоковольтный кабель эксплуати-
руется только при импульсном напряжении с длительностью импуль-
са в десятки микросекунд, полупроводящий слой можно при раз-
делке кабеля оставлять иа поверхности изоляции, благодаря чему
обеспечивается более равномерное распределение напряжения по
длине разделки. При длительном воздействии напряжения полупро-
водящее покрытие необходимо снимать, так как в противном случае
оно разрушается от нагрева и повреждает находящуюся под ним
изоляцию. Примеры выполнения кабельных разделок приведены на
рис. 9-36, бив.
9-9. Устройства зажигания
Зажигание разряда в импульсной лампе происходит, если напря-
жение между ее анодом и катодом превышает напряжение самопро-
боя t/сам. При напряжениях ниже, чем 1/сам, но выше, чем </п (см.
стр. 27) лампа может быть зажжена при подаче зажигающего им-
пульса, инициирующего вспомогательный разряд во всем разрядном
промежутке или его части. Наименьшее значение напряжения (</.-,),
Рис. 9-37. Принципиальная схе-
ма питания лампы с «дежур-
ной» дугой и тиратроном в ка-
честве коммутатора разрядного
контура.
L, R2, ИЛ, U2 — контур «дежурной»
дуги; Ri, С, Д\, Ui — зарядный кон-
тур; Т, ИЛ, Д2, С — разрядный кон-
тур.
при котором лампа регулярно зажигается при подаче зажигающего
импульса с определенными параметрами, сильно зависит от пара-
метров этого импульса и способа его приложения к лампе.
Схема, в которой зажигание разряда происходит в результате
самопробоя, может состоять только из ЗУ, накопительного конденса-
тора и лампы. В такой схеме из-за нестабильности 17сам нестабиль-
ны также энергия и частота вспышек, которые происходят в неопре-
деленные моменты времени.
Для стабилизации энергии вспышки и точной фиксации момента
возникновения разряда последовательно с лампой в разрядный кон-
тур включают управляемый коммутатор: тиратрон, разрядник,
игнитрон, тиристор и т. п. [пат. США № 3749975, франц, пат.
№ 1194449]; иногда такой контур выполняется в виде ударной схемы
умножения напряжения (см. рис. 9-29, а).
При использовании двухэлектродных шаровых ламп в схемах
с коммутатором удается достигнуть лучшей пространственно-времен-
ной стабильности канала разряда и получить больший срок службы
ламп, чем при использовании трехэлектродных ламп с внутренним
зажигающим электродом, быстро разрушающимся под действием
основного разряда. При использовании трубчатых ламп в схемах’ с
коммутатором иногда применяется непрерывно горящая маломощ-
ная («дежурная») дуга (рис. 9-37), которая позволяет сильно снизить
рабочее напряжение основного разрядного контура и уменьшить
запаздывание зажигания. Хорошая устойчивость «дежурной» дуги
достигается при достаточно высоком напряжении питающего дугу
вспомогательного источника и при использовании в его цепи индук-
тивностей или стабилизаторов тока, препятствующих погасанию дуги
после вспышки (с увеличением тока устойчивость возрастает). Для
зажигания дуги могут использоваться устройства с импульсными
трансформаторами, автоматически вырабатывающими зажигающий
импульс при включении схемы и случайном погасании дуги.
Наибольшее распространение получили схемы зажигания с им-
пульсными трансформаторами, часть которых была приведена на
рис. 1-2. В схеме на рис. 1-2, в импульс напряжения на вторичной
обмотке трансформатора складывается с напряжением па конденса-
торе и пробой в лампе происходит под действием суммы напряжений.
Индуктивность L вторичной обмотки удлиняет импульс тока, а ее
активное сопротивление R снижает к. п. д. Для уменьшения L и R
трансформатор рекомендуется изготовлять на магнитопроводе (без
зазора) из материала с прямоугольной петлей гистерезиса и высокой
магнитной проницаемостью (пат. ГДР № 105703). При достаточном
сечении магнитопровода удается с минимальным числом витков во
вторичной обмотке, выполненной проводом большого сечения (ее ин-
дуктивность велика только во время генерации зажигающего импуль-
са и незначительна во время импульса разрядного тока), получать
импульс с необходимыми для зажигания длительностью и амплиту-
дой. Масса и размеры такого трансформатора обычно велики.
При параллельном подключении трансформатора к лампе
(рис. 1-2, г, <Э) импульс тока разрядного контура не проходит через
вторичную обмотку трансформатора (конденсатор малой емкости С]
исключает шунтирование лампы вторичной обмоткой). Трансформа-
тор может выполняться без магнитопровода, из провода малого се-
чения и иметь малую массу и размеры. В схеме рис. 1-2, а в разряд-
ный контур включается дроссель с насыщающимся магнитопроводом,
благодаря чему исключается шунтирование зажигающего импульса
накопительным конденсатором. Длительность и амплитуда импуль-
са напряжения, прикладываемого к аноду лампы в этом случае, опре-
деляются вольт-секундной характеристикой дросселя. Если в цепь
вторичной обмотки трансформатора включить разрядник, пробиваю-
щийся, когда напряжение приближается к амплитудному значению,
то крутизна переднего фронта импульса возрастает, он «обостряется»
и можно обойтись дросселем с меньшей вольт-секундной характери-
стикой.
Используя схему рис. 1-2,6 (швейцар, пат. № 513564), можно
обойтись без дросселя и разрядника. В этой схеме импульс зажига-
ния может иметь сравнительно пологий фронт и практически любую
форму, но необходим импульсный диод с допустимым обратным на-
пряжением, большим, чем напряжение самопробоя лампы, и актив-
ным сопротивлением при прохождении через него импульса тока,
меньшим, чем сопротивление лампы во время разряда (некоторые
типы импульсных плоскостных диффузионных кремниевых диодов
[Л.9-55] при приложении импульсов обратного напряжения малой
длительности способны выдержать напряжения в несколько раз боль-
шие, чем в статическом режиме, и при прохождении больших импульс-
ных токов их импульсное сопротивление сильно снижается).
При подаче зажигающего импульса на один из основных элек-
тродов лампы зажигание облегчается, если внешний электрод лампы
соединяется с одним из основных электродов прямо или через не-
большой разделительный конденсатор. В описанных способах зажи-
гания импульс напряжения прикладывается к одному из основных
электродов, например импульс положительной полярности — к ано-
ду, а импульс отрицательной полярности — к катоду. Этими способа-
ми удается очень сильно снизить напряжение зажигания. Однако
на практике наибольшее распространение получили не требующие
дополнительных разделяющих элементов (дросселей, разрядников
и т. п.) способы зажигания подачей зажигающего импульса на внеш-
ний зажигающий электрод трубчатой лампы (см. рис. 1-2, а) или на
внутренний зажигающий электрод шаровой лампы (см. рис. 1-2,6).
В последнем случае для увеличения силы тока вспомогательного раз-
ряда не обязательно увеличивать мощность зажигающего устройства,
этого можно добиться предварительйым зарядом разделительного
конденсатора в цепи зажигающего электрода [Л. 9-56].
Надежность зажигания ламп при подаче импульса на вспомога-
тельный электрод возрастает, если одновременно с импульсом уве-
личивается напряжение на основном разрядном промежутке, напри-
мер, за счет вспомогательного импульса от третьей обмотки зажи-
гающего трансформатора (схема комбинированного зажигания,
рис. 1-2, е [Л. 9-57]) или от второго трансформатора (пат. США
№ 3859562), переключения параллельного соединения конденсаторов
на последовательное (см. рис. 9-27, а, б) или использования вспомо-
гательного высоковольтного контура (см. рис. 9-27, в, г), формирую-
щего в основном промежутке мощную искру. Зажигание ламп так-
же облегчается (и уменьшается разброс его запаздывания), если при
подаче зажигающего импульса производится облучение основного
разрядного промежутка (например, вспомогательным скользящим
разрядом по поверхности керамического изолятора внутри лампы)
или одновременно с ним около одного из основных электродов лам-
пы создается импульсное электрическое поле повышенной напряжен-
ности (пат. США № 3775641).
Импульсы напряжения, вырабатываемые генератором зажигаю-
щих импульсов (ГИ) в режиме холостого хода, характеризуются ча-
стотой следования импульсов, амплитудой и формой (крутизной
фронта), количеством и длительностью полуволн (полной длитель-
ностью импульса), полярностью и гармоническими составляющими.
При подключении ГИ к лампе параметры импульса могут существен-
но изменяться, поскольку эквивалентная электрическая схема лам-
пы при внешнем зажигании представляет некоторую комбинацию ем-
костей и сопротивлений, например представленную на рис. 1-3. На-
пряжение и длительность импульса уменьшаются, скорость его зату-
хания увеличивается при пробое искрового промежутка; в схемах
на рис. 1-2,6—д происходит почти короткое замыкание трансфор-
матора. В этом случае интенсивность вспомогательного разряда ха-
рактеризуется силой тока генератора в режиме короткого замы-
кания Г
Количественные методы оценки энергии, передаваемой в лампу
зажигающим импульсом, в настоящее время почти не разработаны
и принято говорить об энергии, коммутируемой в первичном контуре
ГИ (обычно доли миллиджоуля для ламп малой мощности, десятки
миллиджоулей для ламп средней мощности и до нескольких джоу-
лей для мощных ламп).
Для зажигания ламп небольшой мощности, а также в схемах с
высокой частотой повторения вспышек используются импульсные
трансформаторы без магнитопровода или с сердечником в виде стер-
жня, вставляемого внутрь катушки. Принципиальная схема включе-
ния такого трансформатора представлена ниже на рис. 9-41,0. Ха-
рактер электрических процессов при работе трансформатора в схеме
зажигания здесь несколько отличается от процессов, происходящих
в цепях обычных импульсных трансформаторов (например, в бло-
1 Сопротивление вспомогательного разряда по порядку значе-
ний составляет единицы — сотни ом, что для маломощного ГИ прак-
тически эквивалентно режиму короткого замыкания.
кинг-геператорах), когда главным требованием является передача
импульсов напряжения без искажения формы. Поэтому эти процессы
следует рассмотреть подробнее.
На рис. 9-38 представлена упрощенная эквивалентная схема ГИ
в режиме холостого хода. Импульсный трансформатор совместно с
конденсатором Ci, соединительными проводами и ключом К, образу-
ют систему двух связанных колебательных контуров, в которых сво-
бодные электрические колебания возбуждаются за счет энергии пред-
G = 1950 nV и< = г,7кв
VVVWWWWWWVWVWWV
\ЛЛЛММЛЛЛЛЛММЛЛЛМЛ№ЛЛЛЛММЛАЛ/
1 мгц г)
Метни 1 МГц в)
Рис. 9-38. Упрощенная эквивалентная схема генератора зажигающих
импульсов с трансформатором без магнитопровода (а) и образцы
осциллограмм этих импульсов для ключей с двусторонней (б) и од-
носторонней проводимостью при длинном (в) и коротком (а) им-
пульсах в первичном контуре; внизу колебания калибровочного ге-
нератора с частотой 1 МГц.
варительно заряженного конденсатора Ci [Л.9-58]. Первый контур
образуется конденсатором С! и индуктивностями первичной обмотки
трансформатора Li и соединительных проводов LK. В него входит
сопротивление потерь Hi, определяющее скорость затухания колеба-
ний в этом контуре. Обычно коэффициент трансформации трансфор-
матора велик (число витков первичной обмотки мало по сравнению
с числом витков вторичной обмотки) и поэтому можно пренебречь
собственной емкостью первичной обмотки (СП<СС1). Так как при
конструировании аппаратуры стремятся сделать индуктивность сое-
динительных проводов и элементов первого контура меньше, чем ин-
дуктивность. первичной обмотки трансформатора (TK</.i), то мож-
но опустить и индуктивность LK. Второй контур образуется индук-
тивностью вторичной обмотки трансформатора L? и емкостью Сг, со-
стоящей из собственной емкости'вторичной обмотки, емкости соеди-
нительных проводов (от трансформатора к лампе) и емкости лампы.
Пусть эквивалентное сопротивление потерь второго контура равно
/?2, а взаимная индуктивность первичной и вторичной обмоток транс-
форматора М.
Введем обозначения: 1А;"а2=Д2/2 L2; ci>i = l/LiCi; со^ =
= 1/Л2С2; k = M/'y^LiLz, cr=l—k2; a=coi/co2 (си и a2— коэффициен-
ты затухания первого и второго контуров; соi, <в2 — их собственные
частоты колебаний; а — отношение этих частот, k — коэффициент
связи контуров; с — коэффициент рассеяния силовых линий). При
замыкании Д возникающий в первом контуре ток Д трансформирует-
ся во втором контуре в ток »2. Напряжения щ и и2 на конденсато-
рах Ci и С2 (входное и выходное напряжение ГИ) определяются
уравнениями:
dii di1) div dh
dt dt dt dt
а токи:
du^J dt\ 1'2 — ’ ^2 du^/dt 9
При введении упрощений, не влияющих на качественный харак-
тер результатов, эту систему уравнений можно решить относительно
выходного напряжения u2(t) [Л. 9-59, 9-60]:
(О = — U<>A (e~btt cos £2,/ — e~blt cos й2/). (9-17)
Таким образом, выходное
напряжение трансформатора
пропорционально начальному
напряжению Uc на конденсато-
ре Ct, определяется некоторым
коэффициентом А и является
суммой двух затухающих коси-
нусоид с частотами Pi и Р2.
Аналитические выражения для
коэффициентов затухания bi и
Ь2 через коэффициенты ai, а2,
k, а, а и отношение частот Pi
и Q2 достаточно сложны. В ре-
жиме холостого хода затуха-
ние в контурах невелико и мо-
жно наблюдать около десятка
наложенных колебаний с ча-
стотами Pi и Р2. Резонансные
частоты колебаний Pi и Р2 на-
зываются частотами связи (Р2
всегда больше наибольшей из
Рис. 9-39. Затухающие косину-
соиды медленного (а) и быст-
рого (б) колебаний в системе
связанных контуров, построен-
ные по расчетным данным.
собственных частот контуров
И1 и <в2 и называется быстрой частотой связи, a Pi всегда меньше
наименьшей из собственных частот контуров и называется медленной
частотой связи). Эти частоты определяются выражением:
(9-18)
Для импульсного трансформатора без магнитопровода Li, L2, М,
С2 могут быть рассчитаны по известным формулам [Л. 9-54] или из-
мерены, a Ci задается, исходя из энергии, запасенной в первом кои-
туре, поэтому определение быстрой и медленной частот связи не вы-
зывает трудностей (даже если собственные частоты контуров coi и <в2
случайно равны, то при наличии сильной связи между контурами,
т. е. когда <j¥=0, k—0,84-0,5, в системе связанных контуров сущест-
вуют одновременно колебания двух частот £21 и й2). Обычно емкость
первого контура Ci достаточно велика и coi<Cco2, поэтому .в системе
связанных контуров неравенство Qi<Q2 сильно выражено. Следова-
тельно, системе связанных контуров в ГИ не свойственны биения
(когда £21 ~ О) и всегда существует наложение быстрых колебаний
иа медленные (рис. 9-39).
Амплитуда выходного напряжения зависит от коэффициента А в
формуле (10-17). В случае, когда собственные частоты контуров coi
и ®2 равны и активными сопротивлениями Ri и R2 можно прене-
бречь, выражение для А имеет достаточно простой вид [Л. 9-59]:
где п — коэффициент трансформации.
Так как в этом случае Дг->0, то 61-Н), &2~>-0 и максималь-
ное значение выражения в скобках формулы (9-17) приближается к
двум, а амплитуда выходного напряжения U2 определяется как
t/2M «t/on, (9-20)
т. е. в этом случае максимальное выходное напряжение не может
быть больше, чем произведение коэффициента трансформации на на-
чальное напряжение на накопительном конденсаторе Ci. Из-за на-
личия собственной индуктивности первичного контура LK реальное
значение напряжения на первичной обмотке меньше, чем Uo. Сопро-
тивления Ri и R2 также несколько снижают реальное выходное на-
пряжение генератора.
Условие равенства собственных частот первого и второго конту-
ров не является оптимальным с точки зрения получения наибольшей
амплитуды выходного напряжения. Значительно снижая частоту coi
за счет увеличения емкости Ci, можно практически вдвое увеличить
выходное напряжение трансформатора. Для случая <0i=/=<02 коэф-
фициент А с достаточной точностью определяется выражением
[Л. 9-60]:
kV^LJLi
А =-----------—-—2 --------------• (9-21)
(14-cof/coi)2 —4 (1 — *2) <o|/of
Приняв, что для трансформатора с сильной связью (й->1), при
условии о)|-Ссо2 имеем V Ь2Щтп, находим Атап, откуда при мак-
симальном значении величины в скобках из (9-17), равном двум,
1/2мк2п1/0. (9-22)
Таким образом, максимальное мгновенное значение выходного
напряжения ГИ не может быть больше удвоенного коэффициента
трансформации, умноженного на начальное напряжение на конденса-
торе Ct. Снижая влияние неблагоприятных факторов (уменьшая зна-
чения LK, С2, /?ь 7?а) и увеличивая влияние благоприятных (увеличи-
вая коэффициент М и отношение частот coi/<o2), можно приблизиться
к максимальному значению выходного напряжения, определяемому
формулой (9-22).
Значительное увеличение коэффициента трансформации за счет
увеличения числа витков вторичной обмотки приводит к увеличению
Ьг, С2 и <о2, но это вызывает уменьшение быстрой частоты связи и
замедляет возрастание коэффициента А за счет уменьшения tt>i/to2.
Увеличение коэффициента трансформации за счет уменьшения числа
витков первичной обмотки уменьшает отношение Li/L2 и приводит
к увеличению амплитуды импульса тока й, что накладывает ограни-
чения на выбор коммутатора первого контура.
Присоединение ко второму контуру некоторого нагрузочного со-
противления /?в (рис. 9-38) приводит к ускорению затухания коле-
баний быстрой и медленной частот связи. Если же это сопротивле-
ние столь мало, что второй контур становится апериодическим, то си-
стема связанных контуров нарушается, колебания сохраняются
только в первом контуре, при этом частота колебаний первого кон-
тура возрастает (to1 = <o1/]Z 1—А2 ) , а эквивалентное сопротивле-
ние, внесенное в первый контур, выражается как
Я19 = где 7?; = 7?2+£2/С2Яи.
При коротком замыкании на выходе вторичной обмотки (что
имеет место при пробое промежутка управляющий электрод — ка-
тод в шаровой лампе) также нарушается система связанных конту-
ров и справедливы последние соотношения (Д2 определяется здесь
сопротивлением вспомогательной искры и активным сопротивлением
вторичной обмотки трансформатора). Сила тока на’выходе ГИ в ре-
жиме короткого замыкания прямо пропорциональна взаимной индук-
тивности обмоток и начальному напряжению на конденсаторе Ci и
обратно пропорциональна индуктивности первого и второго конту-
ров и активным сопротивлениям в этих контурах [Л. 9-61].
Для иллюстрации изложенного приведем пример схемы и пара-
метров ГИ для зажигания импульсных ламп.
Первичная обмотка импульсного трансформатора наматывается
в резьбовую канавку цилиндра из органического стекла диаметром
48 мм с шагом между витками 1 мм проводом ПЭЛШО 0,23 мм и
содержит 40 витков. Цилиндр вставляется в такой же стакан с внеш-
ним диаметром 52 мм (внутренним 48 мм), на наружной поверхности
которого выточены 20 круговых канавок шириной 1 мм и глубиной
1 мм на расстоянии 1 мм. Вторичная обмотка из 120 витков про-
вода ПЭЛШО 0,18 мм укладывается по шесть витков в канавку.
Трансформатор погружается в бачок с трансформаторным маслом;
его Ё1=57мкГ, /.2=566 мкГ, 7И=167мкГ, С2=55пФ. Внешний вид
трансформатора представлен на рис. 9-40.
При одиночных вспышках первичная цепь ГИ с таким трансфор-
матором может замыкаться кнопкой или воздушным разрядником.
Если через первичную обмотку трансформатора разряжать слюдяной
или керамический конденсатор емкостью несколько тысяч пикофарад
через тиратрон ТГИ1-325/16 при начальном напряжении 5 кВ, то
такой ГИ выдаст зажигающие импульсы с частотами следования до
10—15 кГц, достаточные для зажигания почти любых шаровых и
трубчатых ламп малой и средней мощности. Приняв 1.300 пФ и
индуктивность остальных элементов первого контура LK=9 мкГ
(ii+LK=66 мкГ), находим в режиме холостого хода: coi=3,4X
ХЮ6 рад/с; <в2=5,7-106 рад/с; <т= 1—/г2=0,25; fii = 2,8-106 рад/с;
Рг=12,9-106 рад/с. Осциллограмма выходного напряжения трансфор-
матора для названного режима при замыкании первичной цепи воз-
душным разрядником приведена на рис. 9-38, б. Наибольшее мгио-
Рис. 9-40. Трансформатор без магнитопровода.
а — внешний вид; б — крышка с обмотками, вынутая из бачка.
венное значение импульса напряжения достигается, когда первый
отрицательный максимум колебаний медленной частоты складывает-
ся с первым отрицательным максимумом колебаний быстрой часто-
ты. Приняв для этого момента, что выражение в скобках из (9-17)
равно двум, находим П2м=217оД, где А из (9-21) равно 2,1. Как и
следовало ожидать, /1<и (коэффициента трансформации, равного
трем). При 1/о=5 кВ находим П2М=21 кВ. Учитывая влияние индук-
тивности LK (равной 15% общей индуктивности контура) и сопротив-
лений потерь Ri и Rz (в Ri входит сопротивление воздушного раз-
рядника), получаем, что напряжение, прикладываемое к первичной
обмотке трансформатора, должно быть примерно на 25% меньше на-
пряжения на конденсаторе Ci перед моментом коммутации. Соответ-
ственно амплитуда выходного напряжения трансформатора должна
быть на 25% ниже вышеприведенной оценки и составлять примерно
15 кВ, что согласуется с осциллограммой на рис. 9-38,6.
Осциллограмма выходного напряжения подобного вида может
быть получена только при использовании в первом контуре ключа с
двусторонней проводимостью (разрядника). При использовании ти-
ратрона или тиристора в первом контуре протекает лишь одна полу-
волна тока, после чего ток в первом контуре прекращается, система
связанных колебательных контуров нарушается и сохраняются толь-
ко собственные колебания во втором контуре с частотой <02. Такой
режим работы генератора на эквивалентной схеме рис. 9-38 соот-
ветствует включению в первый контур диода Д. Колебания на быст-
рой и медленной частотах существуют только в течение первого по-
лупериода колебаний медленной частоты связи (до момента tl на
рис. 9-39, а), для которого форма импульса может быть вычислена
по приведенной выше методике. Осциллограмма с таким импульсом
выходного напряжения при использовании описанного трансформато-
ра, водородного тиратрона в качестве ключа К и Ci = 1950 пФ при-
ведена на рис. 9-38, в. Здесь £?i=2,5-106 рад/с, Яг = 12,5-106 рад/с.
Вторая часть импульса — после момента ti имеет угловую частоту
собственных колебаний около 6,3-106 рад/с. При малой емкости Ci
импульс тока в первом контуре очень краток и на осциллограмме вы-
ходного напряжения видны только собственные колебания второго
контура с коротким всплеском в начале во время прохождения им-
пульса в первом контуре (рис. 9-38, г).
При конструировании трансформаторов для ГИ необходимо
стремиться к наибольшим индуктивностям Li и L2 при минимальном
числе витков и по возможности максимальном М. Поскольку пото-
косцепление между крайними витками катушки возрастает при
уменьшении высоты катушки и увеличении ее диаметра, большей ин-
дуктивностью при равном числе витков обладают обмотки, намотан-
ные на катушках большего диаметра и меньшей высоты. М возрас-
тает при уменьшении зазора между витками первичной и вторичной
обмоток, т. е. когда витки одной обмотки находятся в непосредствен-
ной близости от витков другой (следует добиваться, чтобы площадь
витка первичной обмотки была по возможности близка к площади
витка .вторичной; полезно также секционирование обмоток с пооче-
редным закладыванием секций первичной и вторичной обмоток и
применением для межобмоточной изоляции материалов минимальной
толщины с наибольшей электрической прочностью).
Особым решением трансформатора для ГИ является кабельный
трансформатор. Коаксиальный кабель наматывается на катушку,
причем его внешняя оплетка предварительно разрезается на несколь-
ко примерно равных кусков.
Несколько параллельно соединенных кусков оплетки образуют
первичную обмотку трансформатора, а вторичную обмотку образует
центральная жила кабеля. Изоляция между обмотками такого транс-
форматора обеспечивается изоляцией кабеля, коэффициент трансфор-
мации равен числу кусков, из которого состоит первичная обмотка,
площадь витка первичной обмотки равняется площади витка вто-
ричной. Такие трансформаторы могут применяться для зажигания
ламп большой и иногда средней мощности. Их недостатки — значи-
тельная межобмоточная емкость и сравнительно большие масса и
размеры.
Для снижения собственной емкости второго контура С2 жела-
тельно уменьшить число витков вторичной обмотки, но при сохране-
нии коэффициента трансформации это приводит к снижению числа
витков и индуктивности первичной обмотки, а следовательно, к со-
кращению длительности и увеличению амплитуды импульса тока
через коммутатор, что не всегда допустимо. Введение в трансформа-
тор магнитопровода с воздушным зазором позволяет значительно по-
высить индуктивность обмоток и увеличить коэффициент связи при
сохранении небольшого количества витков. Такое решение облегчает
режим коммутатора в первом контуре, но часто приводит к уменьше-
нию высокочастотных составляющих зажигающего импульса, увели-
чивает массу трансформатора и потери энергии. Электрические про-
цессы при работе трансформатора с незамкнутым магнитопроводом
подобны процессам в трансформаторе без магнитопровода [Л. 9-57]
(дополнительно необходимо учитывать нелинейность характеристик
ферромагнитных материалов в области сильных магнитных полей
и дополнительные потери энергии в магнитопроводе [Л. 9-62]).
При использовании импульсных трансформаторов с замкнутым
магнитопроводом, например в виде ферритового кольца [Л. 9-62а],
может происходить насыщение магнитопровода, в результате чего
сильно возрастает амплитуда импульса тока в первом контуре. Такие
трансформаторы удобно применять в схемах последовательного за-
жигания (см. рис. 1-2, е), в которых мощный импульс тока разряд-
ного контура лампы, проходя через одну из обмоток трансформато-
ра, производит обратное перемагничивание магнитопровода.
Импульсные трансформаторы, изготовленные на замкнутых маг-
нитопроводах с прямоугольной петлей гистерезиса, генерируют им-
пульсы выходного напряжения только во время перемагничивания.
Если индуктивность первичной обмотки такого трансформатора в
режиме перемагничивания значительно больше, чем индуктивность
элементов первого контура LK, а по окончании перемагничивания —
значительно меньше, чем Ек, то при колебательном режиме разряда
в первом контуре во втором генерируется пакет коротких крутых им-
пульсов с полярностью, изменяющейся в моменты изменения направ-
ления тока в первом контуре [Л. 9-63]. Этот пакет содержит интен-
сивный спектр высокочастотных составляющих и может быть эффек-
тивно использован для зажигания трубчатых ламп с внешним зажи-
гающим электродом. Сильная магнитная связь между первым и вто-
рым контурами существует здесь только при перемагничивании, и по-
этому описанные представления о системе связанных контуров на
этот случай распространяться не могут. Частота импульсов в пакете
вдвое превышает собственную частоту колебаний первого контура,
длительность импульсов зависит от напряжения на конденсаторе
первого контура и вольт-секундной характеристики магнитопровода,
форма и амплитуда генерируемых импульсов зависят от параметров
вторичной обмотки. Если режим первого контура выбран так, что
при колебаниях не происходит насыщения замкнутого магнитопрово-
да, а собственная частота второго контура много выше, чем частота
первого, то в первом контуре возникают затухающие колебания, ко-
торые трансформируются во втором. Частота этих колебаний плавно
снижается с уменьшением амплитуды тока каждой последующей по-
луволны в первом контуре. Высокочастотные колебания во втором
контуре (<г>2 = V1 возникают только в начале импульса и
обычно очень быстро затухают, так как потери в большинстве типов
магнитопроводов быстро возрастают с частотой. В обычных импуль-
сных трансформаторах, используемых, например, в радиолокации,
эти высокочастотные колебания стараются подавить, чтобы умень-
шить искажения трансформируемого импульса. В схемах зажигания
импульсных ламп высокочастотная составляющая полезна и ее мож-
но интенсифицировать, вводя, например, во второй контур парал-
лельно Сг дополнительный конденсатор. При наличии этой состав-
ляющей амплитуда выходного импульса может почти вдвое превы-
шать амплитуду, вычисленную как произведение напряжения на пер-
вом контуре на коэффициент трансформации. Трансформаторы тако-
го типа могут применяться для зажигания мощных трубчатых ламп
или даже для группового зажигания ламп [Л. 9-64]. Методы их рас-
чета и конструирования рассмотрены в [Л. 9-65, 9-66].
В некоторых случаях в ГИ вместо импульсных трансформаторов
используются бобины — индукционные катушки зажигания. В отли-
чие от импульсного трансформатора бобина при протекании через
нее импульса тока накапливает электрическую энергию, которая за-
тем преобразуется в импульс высокого напряжения. При замыкании
ключа К в цепи первичной обмотки бобины (рис. 9-41, а) возникает
Рис. 9-41. Принципиальные схемы генераторов зажигающих импуль-
сов.
а — с'бобиной; б —с импульсным трансформатором.
ток, который может достигать IK=Ut/R (Ui— напряжение источника
питания, R — активное сопротивление всех элементов в цепи первич-
ной обмотки бобины), и при этом в бобине накапливается энергия
(Li — индуктивность первичной обмотки бобины). При
размыкании ключа на обмотках бобины генерируется импульс напря-
жения, величина которого пропорциональна числу витков обмоток.
Если соотношение витков таково, что Ш1<^эдг, то амплитуда выход-
ного напряжения бобины определяется в основном запасенной в бо-
бине энергией и емкостью вторичной цепи С, состоящей из собствен-
ной емкости обмотки, емкости монтажа и емкости нагрузки (17=
= V2W/C.) В реальных условиях это напряжение оказывается
меньше из-за потерь энергии в ключе, сердечнике бобины и других
элементах схемы, наличия магнитных потоков рассеяния, собствен-
ной емкости первичной обмотки и т. п. Такая система зажигания, по-
добная системе зажигания двигателей внутреннего сгорания, может
питаться от сравнительно низковольтного источника постоянного то-
ка и не требует применения накопительного конденсатора. В качест-
ве ключа может использоваться механический прерыватель или
транзистор. Некоторое неудобство при использовании такой системы
связано с тем, что импульс зажигания генерируется в момент размы-
кания ключа и необходима предварительная команда с упреждением
на его замыкание. Схемы зажигания ламп с бобинами находят удач-
ное применение в некоторых фотографических системах для синхро-
низации работы электромеханического затвора с импульсным фото-
осветителем (пат. США № 3690237).
Импульсы высокого напряжения для зажигания ламп можно по-
лучать и без повышающего импульсного трансформатора или боби-
ны. На рис. 9-42, а показана схема, в которой конденсатор Ci заря-
жается до высокого напряжения от любого маломощного источника,
например, с использованием схемы умножения напряжения. При за-
мыкании ключа К конденсатор С2 (СгСС;) заряжается через дрос-
сель L. Напряжение и на конденсаторе С2 (рис. 9-42, б) равно сум-
ме напряжения (Ли напряжения гармонически затухающих колеба-
ний с периодом, определяемым в основном емкостью С2 и индуктив-
ностью L. При размыкании ключа К заряд с конденсатора С2 сте-
кает через резистор Rz, после чего генератор готов для генерирова-
ния следующего импульса. Справа от разъема на рис. 9-42, а дана
эквивалентная схема трубчатой лампы по отношению к зажигающе-
му импульсу. При подсоединении лампы к такому ГИ скорость зату-
хания гармонической составляющей и период колебаний несколько
Рпс. 9-42. Генератор высоковольтных импульсов без трансформатора.
а — схема (справа от разъема Р—Р эквивалентная схема трубчатой лампы с
внешним электродом для зажигающего импульса); б — осциллограмма выход-
ного напряжения такого генератора.
увеличиваются. Подсоединяя к ключу К несколько контуров L, Ci,
Rz, можно получить несколько источников импульсного напряжения,
которые можно использовать для одновременного группового зажи-
гания нескольких трубчатых ламп. Использование этой схемы огра-
ничивается необходимостью применения источника высокого напря-
жения и управляемого высоковольтного ключа (разрядника). Кроме
того, для зажигания таким ГИ ламп с внутренним управляющим
электродом необходим еще высоковольтный разделительный конден-
сатор, параллельно которому включен высокоомный резистор.
Один из возможных способов получения импульсов высокого
напряжения для зажигания импульсных ламп основан на примене-
нии пьезоэлектрических приборов, генерирующих электрические им-
пульсы, например, при резкой деформации или ударе [Л. 9-67, пат.
США № 3880572, заявка ФРГ № 2516414]. Так, пьезоэлектрический
столбик из цирконат-титан ат свинца (ЦТС-19) высотой 30 мм и сече-
нием 10ХЮ мм2 при легком продольном ударе вырабатывает импульс
напряжения амплитудой несколько киловольт, достаточный для за-
жигания таких ламп, как ИФК 120, ИСШ 7, ИСШ 2 и т. п.
В тех случаях, когда для зажигания импульсных ламп требуется
импульс напряжения порядка киловольта (например, шаровые лам-
пы малой мощности), он легко может быть получен от обычного
транзисторного генератора, например блокинг-генератора во время
прямого или обратного хода.
9-10. Устройства управления,
синхронизации и,защиты (УСЗ)
В состав блока УСЗ могут входить устройства для включения
и выключения аппаратуры, устройства, регулирующие энергию раз-
ряда, устройства индикации режима работы, генератор задающих
импульсов, определяющий частоту вспышек и обеспечивающий их
синхронизацию с внешним явлением, устройства для защиты от пе-
ренапряжений и устройства для защиты от прочих повреждений, а
также включения резервных элементов.
Отметим специфические особенности названных устройств.
Устройства для включения и выключения аппаратуры, помимо
обычных выключателей, могут содержать различные датчики, напри-
мер часто используемые в светомаяках и приборах предупредитель-
ной световой сигнализации, электронные фотореле, включающие при-
боры и изменяющие их режим работы (пат. США № 3846750) в за-
висимости от уровня естественной освещенности, от света фар при-
ближающегося к опасной зоне автомобиля и т. п. [Л. 9-68, 9-69].
Возможны также акустические, тепловые и другие датчики, сраба-
тывающие и запускающие импульсный светосигнальный прибор, на-
пример, при появлении опасности на производстве [Л. 9-67, 9-69].
Устройства, регулирующие энергию разряда, используются, на-
пример, в автоматических электронных фотоосветителях. При дости-
жении необходимого количества освещения на фотографируемом
объекте электронное интегрирующее устройство вырабатывает вы-
ходной импульс, который зажигает специально разработанный искро-
вой разрядник (пат. США № 3769888, 3758822, 3779142, 3779141,
3797721, 3727100, 3842428, 3875471, 3914647, бельг. пат. № 724245,
735353, 739170, австрал. пат. № 460519 и др.] или включает тиристор
(пат. США Ns 3591829, 3980924), а также фототиристор (пат. США
№ 3517255), шунтирующий импульсную лампу (рис. 9-43, а). Воз-
можно регулирование энергии вспышки с помощью мощного им-
пульсного транзистора или тиристора, включаемого последовательно
с импульсной лампой в разрядный контур и выполняющего функцию
регулируемого добавочного сопротивления (пат. США № 3671649,
3878429, 3878433, 3946269). В некоторых электронных фотовспышках
импульс света прекращается при размыкании разрядного контура
(пат. ФРГ № 2045319). В качестве выключателя тока используются
двухоперационные тиристоры или тиристорный выключатель [Л. 9-2,
пат. США № 3591829, 3890536, 3896333, англ. пат. № 1290313, пат.
ФРГ № 1904901, а также названные бельгийские патенты и белы,
пат. № 755196]. При размыкании контура остаток энергии в конден-
саторе не расходуется и это позволяет сократить время следующего
зарядного цикла и экономить энергию первичного источника питания.
В аэродромных системах «бегущих» импульсных огней взлетно-
посадочной полосы для регулировки энергии вспышки в зависимости
от атмосферной видимости также применяются трубчатые разрядни-
ки, шунтирующие импульсную лампу после получения требуемого
освечивания (пат. США Ns 3753039). Описана схема (пат. США
№ 3496411], в которой регулировка освечивания вспышки происхо-
дит при включении в разрядный контур тиристора, соединенного па-
раллельно с резистором (рис. 9-43, в). Чем раньше включается тири-
стор после начала вспышки, тем меньшая доля энергии расходуется
на резисторе и тем больше освечивание. Широко используются и про-
стейшие способы регулирования энергии, например изменением на-
пряжения на накопительном конденсаторе перед вспышкой (пат.
США № 3588523), изменением емкости (переключением) накопитель-
ных конденсаторов (пат. США № 3751714, 3792309 и пат. ГДР
№ 102546) и введением в разрядный контур дополнительного актив-
ного балласта (англ. пат. № 1334120).
Устройства индикации режимов работы аппаратуры помимо сиг-
нальных неоновых ламп или светодиодов (пат. США № 3532961,
3569779, 3586906, 3764849, 3890538, англ. пат. № 1334120, пат. ФРГ
№ 1940383] и измерительных приборов содержат иногда простей-
шие вычислительные схемы, например специальный калькулятор,
связанный с экспозиметром электронного фотоосветителя (пат. США
Рис. 9-43. Способы автоматического регулирования энергии вспышки.
По каналу / подается импульс зажигания, по каналу 2 — импульс
управления регулирующим элементом.
а — шунтирование лампы тиристором или разрядником; б—включение после-
довательно с лампой транзистора, выполняющего функцию регулируемого со-
противления; в —включение последовательно с лампой резистора, шунтируе-
мого тиристором.
№ 3723810), показывающий достаточность напряжения на накопи-
тельном конденсаторе для получения необходимого освечивания.
или на достаточность фотоэкспозиции (пат. США № 3993928).
В одной конструкции фотовспышки (пат. США № 3738239) для ин-
дикации используется электролюминесцентная панель, подсвечиваю-
щая одновременно калькулятор и являющаяся нагрузкой для одно-
тактного преобразователя после окончания заряда накопительного
конденсатора. В некоторых многоламповых импульсных осветителях
[Л. 9-70] имеются индикаторы для каждой импульсной лампы, го-
рящие некоторое время после вспышки и позволяющие определить,
все ли импульсные лампы сработали нормально. Описана схема ин-
дикатора, указывающего на выход из строя импульсной лампы или
на пропуски вспышек (пат. США № 3626401).
Устройства защиты отключают всю установку с импульсными
лампами или отдельные ее части в случае повреждений. Так, в случае
перехода лампы в режим непрерывного горения в схеме рис. 7-8, б
необходимо кратковременное отключение схемы от источника пита-
ния с использованием электромагнитного реле, которое разорвало бы
ток стационарного разряда (для предотвращения перегрузки элемен-
тов схемы по среднему току).
Резервная импульсная лампа может подсоединяться вместо вы-
шедшей из строя с использованием электромагнитных реле или спе-
циальных тиристоров, однако импульсные лампы допускают и «го-
рячее» резервирование, когда две лампы подключаются параллельно
в один разрядный контур. Рабочее напряжение и импульс зажигания
прикладываются одновременно к обеим лампам, при этом вспыхива-
ет либо одна из ламп, либо обе, причем во втором случае освечива-
ние вспышки получается примерно таким же, как в первом, так как
не меняется подведенная к лампам энергия (возрастает пиковая си-
ла света и сокращается длительность из-за меньшего суммарного со-
противления двух параллельно горящих ламп. В более сложных
установках используются элементы электронной логики, следящие за
каждой вспышкой лампы и в случае пропуска очередной вспышки
инициирующие разряд в резервной лампе (англ. пат. № 1360906).
Генераторы задающих импульсов (ГЗИ) могут быть самовоз-
буждающимися (частота выходных сигналов определяется собствен-
ной частотой генератора) и синхронизируемыми с внешним запуска-
ющим сигналом (момент выходного импульса синхронизируется с
внешним событием, например с открытием затвора фотокамеры, с
фазой напряжения сети и г. п.). В ряде случаев ГЗИ имеют несколь-
ко выходных каналов, по которым поступают сигналы на устройство
зажигания и на зарядное устройство, причем в этих каналах им-
пульсы могут иметь различные амплитуду, форму и длительность и
быть взаимно сдвинуты по фазе. Например, для управления схемой
с «опрокидывающим» плечом и схемой с промежуточным емкостным
накопителем (см. рис. 7-8, д, е) необходим ГЗИ с двухканальным
выходом. По первому каналу поступают импульсы, которые вклю-
чают тиратрон «опрокидывающего» плеча или ключ перезарядки
конденсатора Ci на конденсатор С, а по второму — сигнал на уст-
ройство зажигания, сдвинутый по отношению к импульсу в первом
канале на время, достаточное для завершения процессов перезаряд-
ки в контурах. Для управления двухтактной схемой (рис. 7-8, в) не-
обходим двухканальный ГЗИ, управляющий двумя устройствами за-
жигания, причем импульсы в выходных каналах должны следовать
поочередно со сдвигом по фазе на 180°. Для схемы рис. 7-8, г ГЗИ
вырабатывает по первому каналу сигналы для запуска устройства
зажигания, а по второму — сигналы прямоугольной формы опреде-
ленной длительности для размыкания ключа К в зарядной цепи [эти
сигналы должны вырабатываться синхронно с импульсами по перво-
му каналу, непосредственно перед этими импульсами (пат. США
№3543125)].
В качестве ГЗИ могут использоваться блокинг-генераторы (на
частотах от нескольких герц до десятков килогерц), различные ре-
лаксационные LC-генераторы с пороговыми элементами в виде одно-
переходиого транзистора, тиратрона, стабилитрона, неоновой лампы,
разрядника и т. п. В двухканальных ГЗИ удобно использовать муль-
тивибраторы с формирователями импульсов от фронтов каждого из
плечей, а в тех случаях, когда к стабильности частоты предъявляют-
ся повышенные требования, в качестве ГЗИ могут использоваться
генераторы синусоидальных колебаний с последующим формирова-
нием управляющих импульсов посредством амплитудных ограничите-
лей и дифференцирующих цепочек.
При внешнем запуске могут использоваться эти же генераторы
в ждущем режиме, причем внешний запускающий импульс может
вызывать генерацию одного импульса или целой серии импульсов
управления (пат. США № 3767969). Способы подачи синхронизиру-
ющих импульсов могут быть различными: механическое замыкание
цейй управления ГЗИ фоТобсйетИёля, генераций Импульсного май--
нитного поля, воздействующего на приемную катушку, например, в
некоторых видах скоростных кинокамер [Л. 7-32] или в фотоосве-
тителях для подводной фотографии (пат. США № 3711741), исполь-
зование устройств, синхронизируемых радиосигналами, например, для
управления импульсными лампами, установленными на спутниках
Земли [Л. 9-19], синхронизация реагирующим на световой импульс
фотоэлементом, например, для включения вспомогательных фото-
вспышек, управляемых от основной, расположенной на фотоаппара-
те (пат. США Я° 3751714, 3930184, 3944877) и т. п.
Частота следования управляющих импульсов может быть посто-
янной, а может и изменяться: ГЗИ может содержать программирую-
щую систему, изменяющую, например, энергию и частоту вспышек
аэрофотоосветителя (в зависимости от высоты и скорости самолета)
или выдающую кодированные по интервалам пакеты вспышек для
управляемых фотоэлементом электронных замков (англ. пат.
№ 1135422). Для проблесковых бортовых огней самолетов могут ис-
пользоваться ГЗИ с двумя фиксированными частотами вспышек: пер-
вая (например, 1 Гц) —для режима полета между аэродромами и
вторая (например, 2 Гц) —для движения в районе аэродрома само-
лета, получившего разрешение на посадку.
Устройства для защиты от перенапряжений на накопительном)
конденсаторе обычно содержат пороговый элемент, который после за-
ряда конденсатора до заданного напряжения вырабатывает сигнал,
воздействующий на органы управления (пат. ФРГ Ns 1920951). При
этом зарядное устройство либо отключается от источника питания
(пат. США Ns 3772564, 3417306, 3751714, 3819983) или от накопите-
ля энергии, либо изменяет режим работы с тем, чтобы нарастание
напряжения на конденсаторе прекратилось или сильно замедлилось
[Л. 9-20, 9-21, пат. США № 3319146, 3515973]. Такие устройства
широко применяются в фотоосветителях, в которых накопительный
конденсатор заряжается через полупроводниковый преобразователь
от низковольтного источника постоянного тока. Система обратной
связи, срывающая генерацию преобразователя в зарядной цепи, сра-
батывает при загорании подключенной к накопительному конденсато-
ру индикаторной неоновой лампы (пат. США № 3532961, 3569779,
3586906, 4001640), при открывании подключенного к нему стабили-
трона (франц, пат. № 2155000) или при снижении тока в зарядной
цепи до некоторого значения [пат. США Ns 3764849]. В тех случаях,
когда напряжение на накопительном конденсаторе необходимо под-
держивать в узких пределах, применяются регулирующие выходное
напряжение ЗУ следящие системы с опорным напряжением [пат.
США Ns 3624446, пат. ФРГ № 2032731, 2446960].
Одним из возможных способов стабилизации напряжения на на-
копительном конденсаторе (например, в светосигнальных приборах,
у которых допускаются значительные изменения частоты следования
вспышек) является подача зажигающих импульсов в моменты, когда
напряжение на накопительном конденсаторе достигает заданного зна-
чения. В таких схемах при пропуске очередной вспышки ГИ автома-
тически переводится в режим частых повторений импульсов зажига-
ния, настолько нагружая общий для ГИ и ЗУ источник питания,
чтобы приостановился подъем напряжения на накопительном кон-
денсаторе.
Особо следует остановиться на специальных мерах защиты от
сверхтоков и перенапряжений, могущих возникнуть в рабочих и ава-
Рис. 9-44. Устройство
сигнализации об измене-
нии давления.
1 — шток; 2 — сильфон; 3 —
крышка корпуса конденса-
тора.
рийныхрежимах установок с емкостными накопителями больших
энергий, представляющих собой весьма сложные и дорогостоящие
устройства с множеством конденсаторов, коммутаторов и кабелей,
сборными шинами и др. В таких установках перенапряжения и сверх-
токи могут быть результатом не только пробоев изоляции, но также
и обрывов токоведущих кабелей, пе-
регорания плавких предохранителей
или неодновременного срабатывания
параллельно включенных разрядни-
ков. Значительные перенапряжения
могут возникнуть и в рабочих режи-
мах при разряде емкостного накопи-
теля на импульсный источник света
с резко меняющейся проводимостью
(например, со взрывающейся прово-
лочкой) .
Следует также учитывать воз-
можность появления значительных
перенапряжений в низковольтных си-
ловых и измерительных цепях. Здесь
в результате переходных процессов,
возникающих при высоковольтном
импульсном разряде, могут появиться
потенциалы до десятков киловольт,
опасные для электрической изоляции
и обслуживающего персонала и соз-
дающие помехи при измерениях. По-
этому в подобных установках необхо-
димы специальные защитные приспо-
собления: применение разделительных
трансформаторов для питания измери-
тельной аппаратуры и электрообору-
дования, заземление всех высоко-
вольтных частей в одной точке, применение контура заземления ми-
нимально возможной протяженности (для уменьшения его индуктив-
ности) и др. [Л. 9-71].
Устранение или ограничение сверхтоков и перенапряжений мо-
жет быть обеспечено правильным выбором схемы, а также созданием
специальных контрольных и защитных устройств. Так, следует иметь
в виду, что к появлению перенапряжений в ряде случаев приводит
последовательное соединение конденсаторов [Л. 9-72 — 9-74]. При
определении числа конденсаторов, включенных параллельно на один
разрядник, следует учитывать предельно допустимую (в смысле
опасности взрыва пробивающегося конденсатора от разряда соеди-
ненных с ним других конденсаторов) энергию для данного типа кон-
денсатора [Л. 9-75]. В установках без коммутаторов в разрядной
цепи целесообразно секционирование конденсаторной батареи, чтобы
каждая секция работала на свой элемент нагрузки. Контроль состоя-
ния конденсаторов в процессе эксплуатации позволяет в ряде случаев
прогнозировать пробой и заменить дефектный конденсатор и, таким
образом, избежать аварии и связанных с ней последствий. Такая воз-
можность основана на том, что пробою обычно предшествует «пред-
пробойное» состояние в виде частичных разрядов в местах появив-
шихся внутренних дефектов (следствием частичных разрядов являет-
ся повышенное газовыделение в конденсаторе). Некоторые типы за-
рубежных конденсаторов снабжаются соответствующими сигнальны-
ми приспособлениями [Л. 9-76]: внутри корпуса конденсатора поме-
щается сильфон 2 (рис. 9-44), который при определенном давлении
замыкает через связанный с ним шток 1 контакты в цепи сигнализа-
ции (при критических значениях давления сильфон работает как
Рис. 9-45. Защитные разрядни-
ки.
на; 5 — электроды:
предохранитель); б —
наполнителем
2 — плавкий
рамический
в
а — с самозакорачивающимся раз-
рядным промежутком (/ — пружи-
~ — плавкий
с плавким
(/, 5 — электроды;
наполнитель; 3 — ке-
изолятор; 4 — отверстия
электроде /).
клапан, для чего предусмотрены пружинящие прокладки между кор-
пусом конденсатора и корпусом сильфона).
Частичные разряды могут быть использованы также для электро-
акустических методов контроля [Л. 9-77 — 9-80] (для крупногаба-
ритных конденсаторов можно применять устройства с контактными
датчиками, устанавливаемыми на стенках бака, а для малогабарит-
ных — с микрофонами, устанавливаемыми на группе конденсаторов;
сигналы датчиков через усилители подаются на сигнальные лампы,-
телефоны, громкоговорители или осциллографы).
Для защиты конденсаторов от аварийных токов, возникающих
при пробое изоляции и могущих привести (при большом числе па-
раллельно включенных конденсаторов) к взрыву, воспламенению
масла и короткому замыканию зарядного устройства, а также к дру-
гим повреждениям оборудования, могут применяться токоограничи-
вающие резисторы, шунтирующие разрядники и плавкие предохра-
нители.
Защитные резисторы, включаемые в цепь каждого конденсатора
или группы конденсаторов, ограничивают аварийный ток, но снижа-
ют к.п. д. установки. Они неприемлемы при необходимости получе-
ния от накопителя возможно большого тока. '
Шунтирующие разрядники замыкают цепь, шунтирующую место
повреждения и забирающую часть тока для облегчения аварийных
условий. На рис. 9-45, а представлена конструкция защитного раз-
рядника, в котором один из электродов соединен с пружиной /, сжа-
той с помощью проволоки 3. При возникновении перенапряжения
промежуток между электродами пробивается, стягивающая пружину
проволока плавится, пружина разжимается и электроды замыкаются,
обеспечивая короткое замыкание на землю [Л. 9-81]. В разряднике,
показанном на рис. 9-45, б, электроды I и 5 разделены изолятором 3.
Полое пространство внутри электрода 1 заполнено металлом 2 с
низкой точкой плавления и высокой теплопроводностью (например,
алюминием или медью). При чрезмерных перегрузках наполнитель2
Рнс. 9-46. Схема защиты конденсаторов.
61, С2 — блоки рабочих конденсаторов; Ср — разделительные конденсаторы;
SOCB ~ основные (стартовые) разрядники; — шунтирующие разрядники.
расплавляется, вытекает через отверстия 4 и закорачивает промежу-
ток между электродами 1 и 5. Разрядник имеет малые габариты:
Рис. 9-47. Высоковольтные быст-
родействующие предохранители.
а — предохранитель на 5 кВ (/ — плав-
кая вставка; 2 — корпус; 3 — парафин;
4— выхлопная камера); б — предохра-
нитель на 50 кВ (/ — изолирующая ре-
зина; 2 — обратный токопровод; 3 —
стеклотекстолитовая трубка; 4 — плав-
кая вставка; 5 — парафин).
диаметр 8,3 мм, длину
70 мм.
В мощных установках с
емкостными накопителями
напряжения на шинах по-
врежденных и неповрежден-
ных блоков изменяются в
аварийном режиме неодина-
ково. Это может быть ис-
пользовано для создания
схемы защиты, сравниваю-
щей напряжения на шинах
блоков и включающей шун-
тирующую цепь при возник-
новении аварийной ситуа-
ции. Схема такой защиты с
применением шунтирующих
разрядников («кроубар»)
приведена на рис. 9-46. На-
пряжения с двух соседних
блоков через разделитель-
ные конденсаторы Ср и де-
тели напряжения Л, г по-
даются в а электронную схему сравнения. При возникновении аварий-
ного режима появляется разность напряжений AU=Ucl—Ucz, при
определенном значении которой схема сравнения выдает импульс на
запуск устройства управления шунтирующим разрядником 5кр.
Защита с помощью плавких предохранителей достаточно проста,
дает возможность предотвращения взрыва конденсатора, получения
максимальных токов и сохранения рабочего состояния накопителя
после пробоя изоляции и срабатывания защиты (правильно подо-
бранный предохранитель отключает аварийный ток на фронте, прак-
тически при номинальном напряжении). Пример конструкции предо-
хранителей, приведен на рис. 9-47 [Л. 9-82 — 9-87]. Ориентировочный
минимально допустимый диаметр плавкой вставки может быть опре-
делен по формуле [Л. 9-83] (d — в м):
1/ 4»п'г₽Ро[1+(“т)2]
~ зг2сб (от)2 In [1 + Р(0 — 0О] ’ ^9’23^
где in — пиковый ток во вставке, А; т — постоянная времени разря-
да, с; р—температурный коэффициент сопротивления вставки, °C-1;
Ро—ее удельное сопротивление, Ом-м; а — угловая частота, рад/с;
с — удельная теплоемкость материала вставки, Дж/(кг-°C); 6 — его
плотность, кг/м3; 0 — допустимая температура нагрева вставки, °C;
©о— ее начальная температура, °C.
Подбор плавкой вставки по аварийному току обычно произво-
дится экспериментально для каждой конкретной схемы. В некоторых
случаях для защиты групп конденсаторов возможно применение
стандартных высоковольтных предохранителей [Л. 9-84]. В импульс-
ных конденсаторах большой емкости на рабочие напряжения до
10 кВ обычно имеются внутренние секционные предохранители.
В этом случае пробой одной или даже нескольких секций конденса-
тора не должен приводить к выходу конденсатора из строя, так
как предохранители отключают поврежденные секции. Однако, как
показывает опыт, в установках с большим числом параллельно вклю-
ченных конденсаторов внутренние предохранители не всегда доста-
точно эффективны. Поэтому необходимо применять внешние (ин-
дивидуальные или групповые) плавкие предохранители или другие
средства защиты.
Предотвращение взрыва конденсатора возможно также за счет
применения взрывоупорного корпуса. Одна из возможных конструк-
ций приведена иа рис. 9-48. При сильном внутреннем газообразова-
нии из-за пробоя конденсатора крышка корпуса деформируется. При
этом планка 6 упирается в края крышки, вследствие чего происходит
разрыв гибких проводников 4 и секции конденсатора отключаются
от источника питания.
Особое внимание вопросам защиты необходимо уделять в боль-
ших установках с несекционированными накопителями энергии (на-
пример, с индуктивным накопителем). В этом случае при параллель-
ном включении многих импульсных ламп '(или групп ламп) отказ не-
которых из ннх может привести к существенному увеличению на-
грузки на работающие лампы и к их разрушению. Одна из возмож-
ных схем защиты приведена на рис. 9-49 [Л. 9-88]. При замыкании
коммутатора 6 индуктивный накопитель 1 заряжается от источника
тока 5. По окончании заряда коммутатор отключает индуктивный
накопитель от источника и одновременно запускает реле времени 7
и блок зажигания II импульсных ламп (нагрузка) 2. Индуктивный
накопитель начинает разряжаться на-иагрузку. Через некоторое вре-
мя, необходимое для развития разряда во всех импульсных лампах
J
Рис. 9-48. Взрыво-
безопасный конден-
сатор (пат. США
Ле 3248617).
а — в нормальном состо-
янии; б — при повышении
давления выше допусти-
мого нз-за пробоя меж-
ду обкладками (1 — кор-
пус; 2 — крышка; 3 ~
выводы; 4 — гибкие про-
водники; 5 — гибкая изо-
ляционная прокладка;
6 — узкая жесткая план-
ка).
(обычно от нескольких десятков до нескольких сотен микросекунд),
реле времени запускает генератор контрольных импульсов (ГКИ) 8.
Контрольные импульсы поступают на все ячейки регистрации тока 10.
На эти же ячейки поступают импульсы от датчиков тока 9, регистри-
рующих токи в ветвях нагрузки 2. Если в какую-либо ячейку 10 не
поступил импульс от соответствующего датчика тока 9, то контроль-
ный импульс от ГКИ проходит на выход ячейки 10 и поступает на
блок зажигания разрядника 4. Блок зажигания запускает разряд-
ник 3, который срабатывает и шунтирует нагрузку 2.
В случаях, когда допускается некоторое количество отказов из
общего числа ветвей нагрузки, в схему включается сумматор 12,
который накапливает информацию о числе отказов параллельных
ветвей нагрузки и включает блок зажигания разрядника 4, если чис-
ло отказов превышает заданное. Сумматор может быть выполнен на
принципе одновременного суммирования или последовательного во
Рис. 9-49. Схема устройства защиты импульсных ламп.
времени опроса состояния ячеек 10 с использованием пересчетной
схемы.
В некоторых случаях при использовании установок с большим
числом параллельно работающих разрядников необходимо, чтобы
разброс времени их срабатывания не превышал определенного зна-
чения. В таких установках необходимо иметь устройства, регистри-
рующие моменты срабатывания каждого разрядника и выявляющие
таким образом разрядники, которые функционируют неправильно. На
рис. 9-50 представлена схема для контроля задержки срабатывания
разрядников в установке «Сциллак» (США) [Л. 9-89]. В исходном
положении контакты реле К1 замкнуты, К2 и КЗ разомкнуты. При
поступлении сигнала запуска разрядников в датчике регистрации за-
пуска наводится сигнал ив, запускающий генератор зарядных им-
пульсов. Усиленный зарядный импульс «с от усилителя через рези-
стор Rc, диод ДЗ и контакты К1 заряжает измерительный конден-
сатор Ст. Постоянная времени зарядной цепи RcC- выбирается так,
что ы она была велика по сравнению с длительностью импульса ис,
поэтому напряжение на Ст возрастает почти линейно во времени.
В датчике, помещенном на каждом разряднике, при его срабаты-
вании наводится сигнал uL. Положительная составляющая этого сиг-
нала, превышающая порогов значение напряжения — 4 В выпрямля-
ется с помощью цепочки Д1, Сз, в результате чего образуется сигнал
us. Этот сигнал запирает диод ДЗ и заряд Ст прекращается, причем
напряжение на нем оказывается пропорциональным задержке сраба-
тывания разрядника. Чтобы предотвратить разряд конденсатора Ст
Рис. 9-50. Схема контроля срабатывания разрядников.
через ДЗ, все контакты К1 (контакты К1 и К2 имеются в каждом
измерительном канале) размыкаются сразу после срабатывания ба-
тареи конденсаторов (примерно через 1 мс). После этого контакты
каждого из реле К2 последовательно замыкаются и напряжение с
соответствующего конденсатора считывается по очереди с помощью
аналого-цифрового преобразователя АЦП. После считывания всех
сигналов контакты реле К2 и КЗ замыкаются и все измерительные
конденсаторы Ст разряжаются. Затем контакты реле К2 и КЗ снова
размыкаются, а К1 — замыкаются и схема готова к началу следу-
ющего измерительного цикла.
Если хотя бы один из разрядников сработает самопроизвольно,
до подачи импульса зажигания, то в соответствующей схеме измере-
ния задержки появляется сигнал uL при отсутствии сигнала uR. Об-
разующийся в этой схеме сигнал us проходит через диод Д4 и ис-
пользуется для запуска генератора зарядных импульсов. Конденса-
торы Ст заряжаются до предельного напряжения в схемах измерения
задержки запуска всех разрядников, за исключением схемы разряд-
ника, сработавшего самопроизвольно (конденсатор в этом канале не
зарядится вообще, так как в течение всей длительности зарядного
импульса ис в схеме имеется сигнал us, отключающий цепь заряда).
После этого напряжения на конденсаторах Ст считываются обычным
образом, в результате чего легко выявляется разрядник, сработав-
ший самопроизвольно. Если срабатывание одного или части разряд-
ников недопустимо, то сигнал преждевременного срабатывания мо-
Ф1. Ф2— формирователи; И1—И4 — инверторы; Т1—ТЗ — триггеры с блоками
логики; ЭС1—ЭСЗ — сигнализирующие устройства.
жет быть использован для запуска всех остальных разрядников.
Описанная схема может быть применена для большого числа (десят-
ков и сотен) каналов.
На рис. 9-51 представлена схема одного канала системы контро-
ля параллельно работающих игнитронных разрядников «Буревест-
ник» [Л. 9-90]. Запускающим импульсом инициируется формирова-
тель импульса сброса Ф1. Импульс сброса подается на инвертор ИЗ
н одновременно на линию задержки ЛЗ. Инвертированный импульс
сброса, снимаемый с инвертора ИЗ, приводит в исходное положение
триггеры Т1—ТЗ. Импульс с линии задержки ЛЗ, задержанный на
4 мкс, используется в качестве контрольного строба 1, а также за-
пускает формирователь строба 2 (Ф2). При срабатывании разрядни-
ка на вход инвертора И2 поступает сигнал с соответствующего дат-
чика. Инвертированный сигнал с И2 поступает на суммирующий вход
триггера Т2 и складывается с контрольным стробом 1. Строб 1 име-
ет длительность, меньшую, чем инвертированный импульс с датчи-
ка, поэтому триггер остается в исходном состоянии и сигнальная
лампочка не горит. При отсутствии сигнала с датчика игнитрона на
входе триггера действует только контрольный строб 1, перебрасыва-
ющий триггер в новое состояние, и загорается лампочка «Разрядник
не сработал»; Аналогично работает тракт «Нет зажигания».
Строб 2 длительностью 500 мкс запирает триггер ТЗ на время
разряда батареи конденсаторов. Если разрядник срабатывает преж-
девременно (самопроизвольно), то триггер ТЗ перебрасывается сиг-
налом с датчика игнитрона и загорается сигнальная лампочка «Само-
пробой». Сигнал может быть также использован в схеме защиты за-
рядного устройства.
В качестве датчиков в этой системе используются интегрирую-
щие пояса Роговского. Применение интегральных схем позволяет
обеспечить быстродействие системы на уровне 120 нс.
Глава десятая
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ИМПУЛЬСОВ
ИЗЛУЧЕНИЯ С ПРИЕМНИКАМИ
10-1. Приемники импульсного излучения
Свойственная импульсным лампам широта спектраль-
ного интервала (160—4500 нм) и диапазона длительно-
стей вспышек (от долей микросекунды до десятков мил-
лисекунд) позволяет применять их в сочетании со все-
возможными приемниками излучения: глаз и другие
биологические объекты; фотоматериалы и другие фото-
химические среды; вакуумные фотоэлектрические при-
боры— фотоэлементы, фотоэлектронные умножители и
электронно-оптические преобразователи; полупроводни-
ковые фотоэлектрические приборы — вентильные фото-
элементы, фотодиоды, фототранзисторы и фоторезисто-
ры; тепловые приемники — термоэлементы, болометры,
терморезисторы, калориметры; фотолюминесцентные и
лазерные среды-—твердые, жидкие и газообразные и
т. д. Эти приемники можно обычным образом подразде-
лить на поверхностные и объемные, спектрально селек-
тивные и неселективные. При воздействии на них им-
пульсного излучения особую роль приобретают динами-
ческие свойства приемников, описываемые соответству-
ющими характеристиками — переходной, импульсной и
частотной, подробному изложению которых посвящена
обширная литература [Л. 10-1—10-13]. Двумя крайни-
ми вариантами динамических характеристик, по прибли-
женности к которым возможна спецификация приемни-
ков импульсного излучения, обладают идеальный безы-
нерционный и идеальный инерционный приемники.
В первом идеализированном случае форма импульса ре-
акции приемника подобна форме действующего импуль-
са излучения. Поскольку при этом равную пиковую реак-
цию, регистрируемую быстродействующим устройством,
могут дать очень короткая вспышка с малой энергией
излучения и продолжительная вспышка с большой энер-
гией, соответствующий источник должен иметь по воз-
можности короткую вспышку. В другом идеализирован-
ном случае вызванный вспышкой эффект определяется
только энергией падающего на приемник излучения не-
зависимо от длительности вспышки. При этом стремле-
ние к экономичности, компактности и долговечности ис-
точника света требует смягчения режима разряда, т. е.
затягивания вспышки. Реальные приемники в совокуп-
ности с регистрирующими устройствами приближаются
при определенных условиях к одному из этих крайних
идеализированных случаев, а в других — реагируют на
вспышки смешанным образом: сигнал в них может зави-
сеть сразу от двух параметров и различаться, например,
при одинаковых энергиях, но разных длительностях
вспышки и вместе с тем не определяться только пико-
вым потоком излучения.
Сказанное можно пояснить, рассматривая приведен-
ные на рис. 10-1—10-4 примеры графиков равных сигна-
лов (изосигнальных), которыми удобно характеризовать
объекты, взаимодействующие с импульсными источника-
ми света. По оси абсцисс изосигнального графика откла-
дываются значения длительностей вспышек, а по оси ор-
динат— экспозиция, которая при данной длительности
вспышки требуется для получения определенного сигна-
ла (или эффекта). Первый из названных идеализиро-
ванных случаев характеризуется прямым участком с на-
клоном 45°, продолжение которого при линейных мас-
штабах по осям проходит вблизи начала координат
(рис. 10-1, 10-3). На этом участке экспозиция линейно
возрастает с увеличением длительности вспышки, т. е.
сигнал не меняется при постоянстве пиковой освещен-
ности. Второй идеализированный случай относится
к горизонтальному участку. На этом участке независимо
от длительности вспышки сигнал постоянен, если толь-
ко постоянна экспозиция. Все другие участки подобной
характеристики воспринимающего излучение объекта
соответствуют промежуточным случаям. Во всех свето-
оптических задачах, в которых использование кратко-
временного. освещения не связано с принципиальным
ограничением времени приема излучения (например,
при фотографировании движущегося объекта, в локаци-
онных устройствах и т. п.), импульсные источники све-
Рис. 10-1. Изосигнальные графики фотодиодов.
Сплошная линия, масштаб I по оси абсцисс —германиевый фотодиод (напря-
жение питания 16 В, нагрузочный резистор 10 кОм), пунктир, масштаб II —
кремниевый фотодиод (15 В, 500 кОм). По оси ординат отложены в относи-
тельных единицах экспозиция Я, необходимая для получения заданного пи-
кового напряжения на нагрузке при вспышках длительностью т.
Рис. 10-2. Образцы изоопак эмульсии типа VI, построенных для двух
длин волн (577 нм — сплошные лннин и 400 нм — пунктир) прн двух
оптических плотностях почернения (указаны на рисунке). Экспози’
ция Н в произвольных единицах [Л. 10-18].
та имеют преимущество перед источниками непрерывно-
го действия в том случае, если изосигнальный график
объекта имеет восходящую ветвь. Выигрыш в экспози-
ции, а значит, и расходуемой энергии может тогда ком-
пенсировать связанные с импульсным режимом сниже-
ние к. п. д. питающего устройства и его усложнение.
В некоторых случаях (например, при' использовании
импульсных ламп в лазерах, фотохимии, биологии, по-
лиграфии и т. п.) приемник излучения обладает специ-
фическими свойствами. Исследование семейства изосиг-
нальных графиков (в общем подобных приведенным),
соответствующих различным рабочим режимам такого
приемника, очевидно, является особым предметом и не
может быть здесь подробно затронуто. Однако во мно-
гих других случаях применения импульсных ламп ис-
пользуются одни и те же типовые приемники. В отноше-
нии этих приемников здесь имеет смысл дать краткое
представление о свойственном им виде изосигнальных
графиков.
Рис. 10-3. Изосигнальные графики зависимости экспозиции на зрач-
ке глаза от длительности вспышки при пороговом раздражении (1)
и при раздражении, соответствующем «полезному» порогу (2), а так-
же при раздражении в 10 раз большей освещенностью от постоянного
источника (3).
Рис. 10-4. Изосигнальные графики
зависимостей порогового блеска
На (экспозиции на зрачке) от дли-
тельности вспышек импульсных
ламп [Л. 10-21] при различных
яркостях фона адаптации.
1 — 300 кд/м2; 2 — 13 кд/м2; 3 — 1,3 кд/м2;
4— 0,13 кд/м2; 5 — 2.5-10-3 кд/м2;
6 — 0. Сплошные липни — угловой раз-
мер источника 5,3', пунктир — 9,5'. Аб-
солютные значения блеска указаны
ориентировочно.
Электронные фотоэлементы с внешним фотоэффек-
том и фотоэлектронные умножители больше всего при-
ближаются к идеализированным приемникам первого
вида. Семейство изосигнальных графиков представляет
для них при определенных условиях пучок прямых, ко-
торые выходят из начала координат с углами наклона,
пропорциональными пику сигнала (например, пиковому
напряжению на нагрузочном сопротивлении или макси-
мальному отклонению луча электронного осциллогра-
фа). Такими условиями являются [Л. 10-1]:
а) Весь электрический тракт прохождения сигнала
(первичный контур приемника, усилитель и регистри-
рующий прибор, например, осциллограф) должен быть
достаточно высокочастотным для пропускания дан-
ного сигнала без искажений. Внимание должно уделять-
ся обеспечению достаточно малого сопротивления фото-
катода и его подложки, а также отсутствию утомления
фотокатода. Применение фотокатодов на металлической
подложке позволяет обеспечить неискаженное преобра-
зование в электрические сигналы наиболее коротких
импульсов освещенности.
б) Пиковая освещенность фотокатода не должна
превосходить некоторый предел для того, чтобы не воз-
никало воздействия на фототок объемного заряда вы-
рываемых с фотокатода электронов. Для всех электро-
вакуумных приборов насыщение электронного тока с
катода, связанное с объемным зарядом, наступает тем
позже, чем больше напряжение питания. Однако напря-
жение питания не должно быть также и слишком вы-
соким, чтобы не вызвать искажений, связанных с не
предусмотренной конструкцией прибора вторичной элек-
тронной эмиссией и другими видами усиления фототока.
•На использовании электронных фотоэлементов и ФЭУ
в качестве идеализированных приемников первого вида
основывается ряд приборов, в том числе приборы для
измерения пиковой силы света и пиковой яркости им-
пульсных ламп [Л. 10-1, 10-3—10-6, 10-14, 10-15]. Вмес-
те с тем с помощью электронных фотоэлектрических
приборов могут быть созданы идеализированные прием-
ники излучения второго из названных видов. Для этого
последовательно с вакуумным фотоэлементом или ФЭУ
в электрическую схему включается конденсатор, за-
ряжающийся фототоком на протяжении всей вспышки
и служащий, таким образом, интегрирующим элемен-
том. Изосигнальный график напряжения на конденсато-
ре, пропорционального экспозиции фотокатода, пред-
ставляет собой горизонтальную линию в пределах ли-
нейности люкс-амперной характеристики фотоэлемента.
На данном принципе основан ряд приборов для измере-
ния освечивания импульсных источников света [Л. 10-1,
Ю-3—Ю-6, 10-14—10-16]. Собственные инерционные
свойства современных электронных фотоэлементов и
ФЭУ, предназначенных для регистрации и измерения
импульсного излучения, начинают проявляться только в
наносекундном диапазоне длительностей импульсов
[Л. 10-1—10-6, 10-17], т. е. за пределами основного диа-
пазона длительностей вспышек импульсных ламп.
Полупроводниковые приемники излучения (фотодио-
ды) при достаточно продолжительных вспышках ведут
себя подобно идеализированному приемнику первого из
названных видов: пик вырабатываемого сигнала пропор-
ционален пиковой освещенности и не зависит от дли-
тельности вспышки. Напротив, при более коротких
вспышках они ведут себя подобно идеализированному
приемнику второго вида: вырабатываемый сигнал опре-
деляется экспозицией фотодиода за всю вспышку неза-
висимо от того, получена ли она при интенсивной и ко-
роткой или при более слабой, но более длинной вспышке.
У обычных выпускаемых промышленностью германиевых
и кремниевых фотодиодов постоянная времени, характе-
ризующая их инерционные свойства, обычно имеет поря-
док 10-5— 10-7 с [Л. 10-2, 10-17]. При уменьшении свето-
чувствительной площади и глубины залегания р-п-пере-
хода фотодиода постоянная времени уменьшается до
10~8 с. Таким образом, изосигнальные кривые различных
типов фотодиодов, нагруженных разными сопротив-
лениями, могут значительно отличаться. Образцы изосиг-
нальных графиков для двух типов фотодиодов показаны
на рис. 10-1. Отмечая высокую стабильность работы фо-
тодиодов, линейность их световых характеристик до вы-
соких уровней освещенности, продолжающееся увеличе-
ние их быстродействия и расширение ассортимента,
можно считать, что они являются перспективными при-
емниками излучения импульсных ламп, заменяющими
электронные фотоэлементы и ФЭУ во многих регист-
рирующих и измерительных устройствах.
Изосигнальные графики фотографической эмульсии
получили название изоопак —графиков равных почер-
нений. Простейшее первоначальное (1862 г.) правило
взаимозаменяемости Бунзена — Роско, согласно которо-
му почернение фотографической эмульсии определяется
экспозицией Н=Ех и уменьшение освещенности Е может
быть компенсировано увеличением времени экспониро-
вания т (по существу, оно соответствовало предположе-
нию о том, что эмульсия является идеализированным
приемником второго рода), было в дальнейшем уточне-
но введением так называемой поправки Шварцшильда,
а затем представлением полного семейства изоопак, ха-
рактеризующего данную фотографическую эмульсию
[Л. 10-10—10-12]. Благодаря тому, что некоторые фото-
графические эмульсии имеют изоопаки с горизонтальны-
ми участками, лежащими в довольно большом диапазо-
не длительностей экспонирования, имеется возможность
осуществлять так называемую фотографическую фото-
метрию, в том числе импульсных источников света
[Л. 10-7]. Однако сложность процесса измерения, а так-
же неоднородность фотографической эмульсии, отклоне-
ния от горизонтального хода изоопак (различные в раз-
ных спектральных областях и при разных оптических
плоскостях почернения) и другие причины обычно дела-
ют этот метод недостаточно удобным и точным [Л. 10-18].
Поправка Шварцшильда состоит в том, что вместо
следующего из правила Бунзена—Роско постоянства
произведения Ех используется уравнение
£т’+р = const. (10-1)
Здесь р — небольшая по сравнению с единицей вели-
чина, называемая постоянной Шварцшильда. На горизон-
тальном участке изоопаки р=0, на нисходящей ветви
р>0, на восходящей р<0. Для большинства эмульсий
весьма грубо можно оценить, что р=0 в области
10“3<т<10-2 с; />=0,14-0,2 для т<Ю-4 с; р=—0,1 для
т>1 с. Однако более точный подход требует принятия
для каждого небольшого интервала изменения т, каждо-
го интервала плотности и каждого спектрального интер-
вала своего значения постоянной Шварцшильда, и поэ-
тому последняя теряет смысл. Пример изоопак, получен-
ных для различных областей спектра при различных
плотностях почернения, приведен на рис. 10-2. Из него'
следует, что фотографическая эмульсия не является
идеализированным приемником излучения ни первого,
ни второго из названных видов, а представляет собой
приемник смешанного характера. Оптимальная с энер-
гетической точки зрения длительность вспышки импуль-
сного источника, предназначенного для фотографическо-
го освещения, составляет несколько миллисекунд, когда
изоопаки имеют минимум' (р=0). У некоторых эмульсий
данный минимум выражен сильнее, у некоторых — сла-
бее. Существуют эмульсии, для которых изоопаки в об-
ласти до 10~5 с не имеют левого подъема (располагают-
ся горизонтально в интервале изменения т от 10-5 до
10-2 с). При работе с такими эмульсиями длительность
вспышки источника света может выбираться в назван-
ных пределах произвольно. Существуют данные
[Л. 10-10], что в интервале изменения т от 10~7 до 10~5с
правило Бунзена—Роско для фотоэмульсии обычно вы-
полняется.
Термоэлементы или термостолбики являются спект-
рально неселективными приемниками излучения, наибо-
лее приближающимися в широком диапазоне длитель-
ностей вспышек к идеализированному приемнику второ-
го названного вида. Большая тепловая инерция
термостолбиков позволяет с их помощью надежно интег-
рировать падающий на них поток излучения. С помощью
гальванометра, работающего в баллистическом режиме,
термостолбик позволяет получить сигнал, строго пропор-
циональный энергетической экспозиции на его рабочей
площадке. Такая же линейность имеет место при зна-
чительном изменении общей продолжительности свето-
вого сигнала, например при вспышках двух импульсных
ламп, происходящих либо одновременно, либо с интер-
валом в 0,1 с. Благодаря этому термостолбик удобно
использовать в фотометрических целях [Л. 10-18]. Для
интегральных, по спектру энергетических измерений из-
лучения импульсных ламп могут применяться неселек-
тивные тепловые приемники и других типов, например
конический калориметр [Л. 5-37].
Глаз человека является приемником излучения сме-
шанного типа. Согласно Блонделю и Рею [Л. 10-10]
и позднейшим исследованиям многих авторов [Л. 10-9]
изосигнальные графики для глаза (рис. 10-3) могут
быть выражены эмпирическим соотношением
Я = (с + т)Еэф. (10-2)
Здесь /7= ]Е dt — экспозиция на зрачке (так назы-
ваемый блеск), необходимая для создания определенно-
го зрительного раздражения (например, порогового или
в п раз превышающего пороговое); Е3$ — постоянный
коэффициент, равный освещенности от постоянного
источника света, вызывающего такое же раздражение
(в случае порогового блеска Es$— пороговая освещен-
ность, воспринимаемая от постоянного источника света);
т — длительность вспышки; а—константа, зависящая от
уровня раздражения. Для порогового раздражения (соот-
ветствующего освещенности от постоянного источника
света около 5-10~8 лк) а=0,21 с. Для надпороговых раз-
дражений она уменьшается, составляя примерно 0,1 с
при «полезном пороге», соответствующем постоянной
освещенности 10~7 лк, и 0,02 с при раздражении, соот-
ветствующем постоянной освещенности 10~6 лк. При т
больше 1 с для порогового блеска и больше 0,1 с для
Рис. 10-5. Зависимость порогового блеска /7П при коротких вспыш-
ках (сплошная линия) и величины а (пунктир) от яркости фона
адаптации-зрения [Л. 10-9].
Рис. 10-6. Зависимость порогового блеска от экспозиции Нм, созда-
ваемой на зрачке мешающим импульсным источником света с угло-
вой шириной 9,5', расположенным под углом 9° к слабому импульс-
ному источнику; Яп.темн—пороговый блеск при Нм=0 [Л. 10-21].
существенно надпорогового блеска глаз можно рассмат-
ривать как идеализированный приемник первого, а при т
меньше соответственно 2-10-2 и 10-3 с — как идеализи-
рованный приемник второго вида. В последней области
при достаточно частом повторении вспышек, при кото-
ром глаз не ощущает прерывистости света (выше 50—
80 Гц), может производиться визуальное фотометрирова-
ние импульсных источников света (обычными метода-
ми сравнения полей).
До некоторого времени в литературе существовали
противоречивые данные относительно соответствия гла-
за идеализированному приемнику второго вида в обла-
сти весьма коротких вспышек (короче, чем 10~~3 с).
В [Л. 10-9, 10-20—10-23] была выявлена строгая гори-
зонтальность изосигнальных графиков при различных
размерах светящего пятна, яркостях фона адаптации
зрения и уровнях раздражения над порогом. В частности
в [Л. 10-22] данный вывод был получен при построении
пороговых графиков для вспышек импульсных ламп
(рис. 10-4). На рис. 10-5 и 10-6 приведены зависимости
порогового блеска от яркости фона адаптации и от экспо-
зиции //м= fE^dt, которая создавалась на зрачке вто-
рым — мешающим — импульсным огнем, расположенным
под некоторым углом относительно слабого источника.
Учитывая пропорциональность между освещенностью
и силой света источника, можно преобразовать (10-2) в
формулу
ft
/Эф = -f-, (10-3)
где /Эф — сила света постоянного источника, равного по
эффективности данному импульсному источнику с осве-
чиванием 0.
Это выражение при т<Са (практически всегда соблю-
дается для импульсных ламп) принимает вид (f — час-
тота вспышек):
^эф __ 1
7© 1а’
(10-4)
При равных световых отдачах импульсного и постоян-
ного источников света (включая импульсное устройство
питания) стоящее слева отношение равно отношению
электрических мощностей, потребляемых импульсным и
равным ему по эффективности постоянным источником
света. Величина i/fa поэтому представляет собой энерге-
тический выигрыш, даваемый импульсным источником
за счет наличия у изосигнального графика глаза возра-
стающей ветви. Например, при частоте сигналов 0,5 Гц
(одна вспышка в 2 с) и раздражении, равном полезному'
порогу (а=0,1 с), находим из (10-4), что энергетический
выигрыш в случае импульсного источника света равен
20-кратному. При частоте вспышек, превышающей 10 Гц,
импульсный источник перестает давать энергетический
выигрыш по сравнению с постоянным (наблюдается
плавный переход к осуществлению закона Тальбота, со-
гласно которому эффективная яркость импульсного
источника света равна его средней по времени яркости
[Л. 10-9].
В [Л. 10-24] было показано, что константа а в урав-
нении (Ю-4) не меняется при воздействии импульсного
Рис. 10-7. Зависимость
времени ' ослепления от
яркости фона адаптации
[Л. 10-24]. Угловой раз-
мер источника 20'.
1 — экспозиция на зрачке
40 лк-с; 2 — 155 лк-с; 3 —
640 лк-с.
этого уровня вызывает
источника света на глаз через сильно рассеивающую
свет мутную среду — водяной туман. Тем самым были
опровергнуты указания на якобы большой выигрыш,
даваемый импульсными источниками света при Наблю-
дении их в тумане.
При рассмотрении взаимодействия между источни-
ком света и глазом человека приходится обращать вни-
мание не только на вопрос о достаточности сигнала для
его восприятия, но и на то, не
вызовет ли сигнал чрезмерно-
го раздражения (слепящего
действия). Обследование сле-
пящего действия импульсных
источников света [Л. 10-25,
10-26] показало, что время ос-
лепления (промежуток време-
ни от момента вспышки до то-
го, как наблюдатель начинает
различать тест-объект) при
яркости фона . адаптации
Л)Ф=2-10~4 кд/м2 возрастает
с 4 до 50 с при увеличении экс-
позиции на зрачке от 5 до
150 лк-с. Характер тест-объек-
та может изменить время ос-
лепления в 2—3 раза. Время
уменьшается в 2 раза при уве-
личении в 4 раза углового раз-
мера слепящего источника.
При £Иф^0,03 кд/м2 время
ослепления практически равно
нулю для всех экспозиций до
640 лк-с. Снижение Lv$ ниже
рост времени ослепления, обратно пропорциональный
логарифму Лцф (рис. 10-7).
Активные лазерные среды являются объемными при-
емниками со сложными динамическими свойствами. Ко-
нечный эффект генерации монохроматического узкона-
правленного излучения сложным образом зависит от
формы, длительности и энергии импульса оптической
накачки, создаваемой импульсной лампой с отража-
тельной системой. Необходимое для генерации возбуж-
дение активной среды (инверсная заселенность рабочих
уровней атомов среды) возникает только при превыше-
нии некоторого порогового значения энергии излучения
импульсной лампы. Генерация, как правило, прекраща-
ется еще до окончания импульса накачки, когда погло-
щаемого активным телом спадающего потока излучения
импульсной лампы оказывается недостаточно для под-
держания инверсной заселенности уровней. Испускаемая
лампой после этого момента времени энергия излучения
Рис. 10-8. Расчетная зависи-
мость люминесцентного мно-
жителя т]/ к. п. д. лазера от от-
ношения длительности импуль-
са излучения лампы т (иа
уровне 0,5) к постоянной вре-
мени люминесценции активно-
го тела Tf [Л. 2-26].
таким образом расходуется бесполезно. Поэтому энер-
гетически более эффективны режимы работы импульс-
ных ламп, обеспечивающие крутые фронт и спад импуль-
са излучения. Кроме того, к. п. д. лазера зависит от от-
ношения длительности импульса накачки т к постоянной
времени люминесценции активного тела ту. Расчеты
[Л. 2-26] показывают, что увеличение т/т; от минималь-
ного значения до четырех уменьшает к. п. д. лазера при-
мерно в 5 раз (рис. 10-8).
10-2. Методы измерения параметров
и характеристик импульсных источников света
При измерении характеристик излучения импульсных
источников света необходимо учитывать, что форма и
длительность импульсов их излучения различны для раз-
личных частей светящего тела и зависят от направления
наблюдения и длины волны [Л. 5-1] Так, не одинаковы
длительность и форма импульсов яркости и силы света
шаровых импульсных ламп. Существенно различны так-
же длительность и форма импульсов спектральной линии
и прилегающего к ней фона излучения газоразрядных
ламп.
В фотометрии непрерывных источников излучения
употребляются главным образом световые величины.
Так как импульсные источники применяются не только
во взаимодействии с глазом, то в импульсной фотометр
рии практика все настоятельнее требует измерений
энергетических параметров в различных четко ограни-
ченных спектральных интервалах, для которого нужны
весьма точные спектральные поглотители и безынерци-
онные неселективные приемники излучения.
В технической документации, однако, принято харак-
теризовать импульсные лампы световыми, а не энерге-
тическими параметрами, что обусловлено следующими
причинами [Л. 10-27]:
1) существует детально разработанная международ-
ная система световых измерений, опирающаяся на госу-
дарственные световые эталоны;
2) световые параметры в совокупности с типовыми
спектральными характеристиками достаточно однознач-
но характеризуют эффективность широко распростра-
ненных ксеноновых импульсных ламп в наиболее инте-
ресных для практических применений видимой и приле-
гающих к ней областях спектра;
3) энергетическая фотометрия импульсных источни-
ков некогерентного излучения еще находится в стадии
становления и пока не обеспечена официально аттестуе-
мыми измерительными средствами.
Стандартизованные методы измерения световых па-
раметров импульсных источников (ГОСТ 22466.1-77)
основаны [Л. 10-27] на применении фотоэлектрических
приемников излучения, спектральная чувствительность
которых корригируется исправляющим поглотителем под
относительную спектральную чувствительность глаза
(подробное рассмотрение вопросов, относящихся к им-
пульсной фотометрии на базе фотоэлектрических прием-
ников, имеется в монографии [Л. 10-1], которая реко-
мендуется в качестве основной литературы).
Оптическая схема фотоприемного устройства опреде-
ляется главным образом пространственными параметра-
ми измерительной задачи — размерами светящего тела
и подлежащей измерению световой величиной (сила све-
та, яркость, освещенность и др.— см. табл. 5-1).
Сила света 1(1) (в различные моменты времени) и
освечивание 0 определяются двумя способами: путем
измерения освещенности E(t) и экспозиции II (рис. 10-9, а)
или путем прямого измерения с помощью телецентриче-
ской оптической системы [Л. 3-80, 10-1]. В первом слу-
чае косвенного определения I(t) и 0 на расстоянии I от
середины светящего -объема фотометром измеряются
E(t) и H, а затем делается расчет по Соотношениям для
точечных источников света
= (10-5)
0 = Hl2. (10-6)
Рис. 10-9. Основные оптические схемы измерения освещенности
и экспозиции (а), силы света и освечивания телецеитрической систе-
мой (б), яркости и интеграла яркости системой с объективом (в), то
же без объектива (г).
Л — импульсная лампа; П — приемник излучения; О — объектив с фокусным
расстоянием f; Д — диафрагма перед приемником; Да — неподвижная относи
тельио приемника апертурная диафрагма; Дг — диафрагма, ограничивающая
габариты фотометрнруемого объема источника; Дг — изображение в обратном
ходе лучей диафрагмы Д, ограничивающее габариты фотометрнруемого
объема.
Погрешность этих соотношений не превышает 1% на
расстояниях, превышающих 10 наибольших размеров
светящего тела источника [Л. 10-28, 10-28а].
Телецентрический метод измерения /(/) и 0
(рис. 10-9,6) основан на применении апланатической
оптической системы, выделяющей из множества лучей,
исходящих от испытуемого источника, пучки лучей, на-
правленные вдоль оптической оси системы и ограничен-
ные телесным углом, равным отношению площади диаф-
рагмы Д, помещенной в фокальной плоскости входного
объектива, к квадрату фокусного расстояния f объекти-
ва. Фотометрируемый источник в этом случае должен
|помещаться перед объективом в пределах конуса с уг-
лом при вершине a—d/f, где d — диаметр диафрагмы Д.
Сущность метода измерения яркости Lv(t) и Ин-
теграла импульса яркости J Lv(t)dt по схеме рис. 10-9, в
состоит в измерении освещенности Е (t) и экспозиции Н
создаваемого объективом О оптического изображения
светящего тела. Независимо от положения перемещаемо-
1го при фокусировке объектива О изображение создается
лучами в пределах неизменного телесного угла, ограничи-
|ваемого неподвижной апертурной диафрагмой Да; по-
этому E(t) и Н диафрагмы Д пропорциональны соответ-
ственно Lv(t) и §Lv(t)dt фотометрируемой части
источника [Л. 10-1]. Такая система имеет неизменную
градуировочную характеристику. Если диафрагма Да
отсутствует, то фотометр необходимо градуировать пос-
Се каждой перефокусировки. Определение и
$Lv(t)dt возможно и без фокусирующей оптики путем
[измерения E(t) и Н на расстоянии / от ограниченной
калиброванной диафрагмой Дг части фотометрируемого
[источника (рис. 10-9,г). Для возможно более четкого
ограничения фотометрируемой площадки диафрагма Дт
^должна располагаться предельно близко к светящему
объему источника.
При измерении Lv(f) и [ Lv(t)dt импульсных
ламп нужно иметь в виду следующие обстоятельства,
Отсутствующие при фотометрировании плоских поверх-
ностных источников. Форма и размеры зондируемого
Объема зависят не только от диаметра диафрагмы (или
изображения объективом диафрагмы в обратном ходе
учей) и угловой апертуры измерительной системы (3,
но и от расположения диафрагмы (изображения диаф-
рагмы) относительно светящего объема источника
Трис. 10-10). При расположении плоскости фокусировки
перед или за излучателем может получаться неправиль-
ныи результат о наличии излучения вне светящего объ-
ема (рис. 10-10,6). Для получения хорошего простран-
ственного разрешения при изучении пространственных
зависимостей яркости импульсных ламп нужно, чтобы не
Рис. 10-10. К измерению яркости объемных излучателей.
Л — сечение столба разряда; Д? и Д? — материальная диафрагма (рис.
10-9, г) или изображение диафрагмы Д (рис. 10-9, в) в обратном ходе лучей.
Штриховкой и пунктиром выделены зондируемые области для двух положений
ограничивающей диафрагмы (плоскости фокусировки).
только размеры ограничивающей диафрагмы, но и угло-
вая апертура измерительной системы были достаточно
малы.
Для определения яркостной температуры импульсных
ламп, обладающих практически сплошным спектром из-
лучения в видимой области, можно пользоваться зависи-
мостью между температурой и яркостью черного тела
(рис. 10-11). Если оптическая плотность зондируемого
фотометром столба разряда в импульсной лампе доста-
точно велика, то яркостная температура может быть
принята за температуру плазмы.
Определение светового потока Ф(/) и световой энер-
гии Q возможно двумя методами: интегрирующим шаро-
вым фотометром и по пространственному распределению
силы света и освечивания. Сущность первого метода со-
стоит в измерении освещенности E(t) и экспозиции Н на
внутренней поверхности фотометрического шара, про-
порциональных соответственно Ф(/) и 0. Существо вто-
рого метода определения, например,-Q состоит в числен-
ном интегрировании пространственного распределения
освечивания 0 — индикатрис освечивания в различных
плоскостях, измеряемых на распределительном фотомет-
ре. Лампа или фотоприемник поворачиваются распреде-
лительпым фотометром на фиксированные углы вокруг
центра светящего объема и после каждого поворота по
нескольким вспышкам определяется среднее освечивание
в данном направлении. Определение полных индикатрис
освечивания по несколь-
ким десяткам или сот-
ням последовательных
вспышек возможно в си-
лу достаточно хорошей
воспроизводимости па-
раметров импульсов из-
лучения (см. § 5-9). По
индикатрисам подсчи-
тывается эквивалентный
телесный угол йа (см.
§ 5-3), который обычно
считается неизменным
для данных типа и режи-
ма лампы; световая энер-
гия Q определяется пу-
тем умножения измерен-
ного освечивания 0 на
йэ-
Сигнал, вырабатыва-
емый приемниками излу-
чения в описанных выше
фотометрических устрой-
ствах, регистрируется
различными электроиз-
мерительными и элек-
тронными приборами и
Рис. 10-11. Зависимость между
температурой Т и яркостью L„
черного тела.
устройствами, принципы
работы которых подробно рассмотрены в [Л. 10-1]. Для
получения временных зависимостей параметров излуче-
ния обычно применяются осциллографы (запоминающие
или с фотографическими приставками). Пиковые реак-
ции приемников измеряются осциллографами, специаль-
ными электронными устройствами, импульсными пико-
выми вольтметрами, а также анализаторами и дискри-
минаторами импульсов. Для измерения интегральных за
вспышку реакций приемников применяются электронные
устройства с входными накопительными конденсаторны-
ми ячейками или баллистическими гальванометрами.
Градуировочные характеристики импульсных фотомет-
ров определяются с помощью светоизмерительных ламп
накаливания и импульсных ламп сравнения ГЛ. 10-1,
10-29].
Описанные в [Л. 10-1] выпускаемые отечественной
промышленностью фотометры для импульсных ламп
охарактеризованы табл. 10-1. Кроме того, широкое при-
менение находят импульсные фотометры (импульсные
люксметры и экспозиметры), состоящие из фотометриче-
ской головки и стандартной электроизмерительной аппа-
ратуры (осциллографов, пиковых вольтметров и балли-
стических гальванометров). В металлическом корпусе
головки помещается приемник излучения (фотоэлемент
или фотодиод) и исправляющие его спектральную чувст-
вительность поглотители. Перед входным окном головки
устанавливаются сменные ослабители света. По такому
же конструктивному принципу построены с кремниевым
фотодиодом портативные многопредельные приборы типа
оптометра (например, прибор 4ОХ ОРТО-METER амери-
канской фирмы «Юнайтед детектор технолоджи»), пред-
назначенные для измерений не только освещенности
и экспозиции, но и энергетической освещенности и энер-
гетической экспозиции в спектральном интервале 450—
910 нм.
В процессе измерений приемник излучения и все
электроизмерительные цепи импульсных фотометриче-
ских устройств необходимо тщательно экранировать от
электромагнитных помех, вызываемых разрядом через
импульсную лампу. Отсутствие влияния помех подтверж-
дается нулевым сигналом при полностью закрытом не-
прозрачным неметаллическим экраном входном окне фо-
тометра.
Спектральные распределения излучения импульсных
ламп измеряются методами, аналогичными со стандарт-
ными для газоразрядных источников света постоянного
горения (ГОСТ 17203-71) [Л. 10-30]. Отличия состоят
только в регистрирующей аппаратуре, включающей в се-
бя импульсные электроизмерительные и электронные
приборы. Спектральные распределения излучения им-
пульсных ламп получаются путем последовательного из-
мерения спектральной плотности излучения на фиксиро-
ванных длинах волн (или в фиксированных спектральных
интервалах) для отдельных вспышек или — при частот-
ном режиме работы лампы — для пакетов импульсов.
Методы количественной фотографической спектрофо-
Таблица 10-1 Параметры отечественных импульсных фотометров промышленного производства [Л. 10-1]
Модель Измеряемые величины Пределы измерений Длительность импульсов, с Частота пов- торения импульсов, Гц Тип фотопри- емника Размер светя- щего тела, мм Тип индикатора Основная погрешность измерений, %
СМИ &V 10—5-Ю8 кд-с 10-8—1 0 Ф-13 <200 Стрелочный 15
ФИМ Лш L'V L^jdt Форма импульсов 5-Ю2—10’ кд 1—10’ кд-с 2-1Q5—1013 кд-м—2 6-Ю3—103 кд-с-м—2 ю-7—10—2 0 - Ф-22 <80 >0,2 Цифровой и выход на осциллограф 20
Ф'ИС Лш Разброс импульсов Форма импульсов 5.104—Ю3 кд 10-7—10-2 0—3-103 Ф-22 <80 Шкала, цифровой и выход на осциллограф 20
иси* ^vn 3-105 кд 7 • 105 кд З-10-e 3-10-4 1/15 — 40 2,5 Счетчик числа импульсов 5
ИМО-2** Не 10—108 Дж-м-2 10—6—1 0 Конический калориметр — Стрелочный 10
* Импульсный светоизмерительный источник.
** С калиброванной диафрагмой на входе калориметра.
тометрии импульсных ламп применяются сравнительно
редко (чаще фотографическая регистрация применяется
для получения разверток спектров во времени).
Методы измерения параметров излучения полостных
ламп [Л. 5-6, 10-1] развиты пока недостаточно. Кроме
шаровых и цилиндрических фотометрических зондов для
оценки эффективности работы полостных ламп с актив-
ными телами лазеров используется излучение люминес-
ценции этих активных тел или тепловое расширение жид-
ких активных сред [Л. 5-94, 10-31].
Для измерения энергетических параметров импульс-
ных ламп в качестве радиометров, как правило, приме-
няются тепловые приемники излучения (термостолбики
и калориметры). Конический калориметр для измерения
энергии узконаправленного излучения импульсного ла-
зера может быть превращен в высокоточный измеритель
энергетической экспозиции от импульсных ламп путем
установки на его входе калиброванной диафрагмы
[Л. 5-37]. Замкнутые калориметры применяются для из-
мерения полной энергии излучения импульсных ламп.
Фотометрирование импульсных ламп, работающих в
частотном режиме (f^50 Гц), можно осуществлять ви-
зуально, методом полей сравнения с лампой непрерыв-
ного горения (лампой накаливания). Однако из-за силь-
но различающихся цветов полей сравнения точность
измерений получается низкой.
Погрешности измерений параметров излучения им-
пульсных ламп сильно зависят от процедуры и условий
проведения измерений. Например, при наличии комплекса
измерительных средств и образцовых источников, позво-
ляющих провести градуировку фотометра или радиомет-
ра непосредственно перед измерениями и исключить ос-
новную часть систематических ошибок, связанных с от-
ступлениями спектральной чувствительности от заданной
(стандартной) и различиями спектрального распределе-
ния излучения образцового и исследуемого источников,
световые и энергетические импульсные измерения в ла-
бораторных условиях могут быть выполнены с погреш-
ностью около 10% [Л. 10-1, 10-29]. Выполнить измере-
ния с погрешностью 5% трудно. В большинстве практи-
ческих рядовых случаев ошибка измерений находится в
пределах от 10 до 20% (небольшая оплошность в техни-
ке измерений легко может привести к ошибке более 50%
[Л. 10-32]).
Список литературы
0-1. Маршак И. С. Импульсные источники света. М.-Л., Госэнер-
гоиздат, 1963, 336 с.
0-2. Malliaris А. С. а. о. — «Inst. Evnironment Science 16th Ann.
Techn. Meeting and Equipment Expos. Proc., Boston, Mass., 1970». Mt.
Prospect, ill., s. a., p. 1—13.
0-2a. Маршак И. С. Современные высокоинтенсивные источники
света. Итоги науки и техники. ВИНИТИ АН СССР. М., 1976, 87 с.
0-3. Thouret W. Е. а. о. — «Journal of the Illuminating Engineer-
ing Soc.», 1972, vol. 2, № 1, p. 8—18.
0-4. Taujimoto K. a. o. — «Proc. 9th Intern. Symposium on Space
Technology and Science», Tokyo, 1971, p. 495—502.
0-5. Popp H.-Р., Weniger G. — «Lichttechnik», 1973, Bd 25, H. 11,
S. 527—530.
0-5a. Барышников В. Г. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия,
Л., «Машиностроение», 1975, вып. 4, с. 151—155.
0-6. Marshak I. S. а. о. — «Proc, of the 6th Intern. Congr. on high-
speed Photography». Haarlem, Tjeenk Willink and Zoom, 1963,
p. 134—142.
0-7. Белоусова JI. E. — «Светотехника», 1974, № 12, c. 14—15.
0-8. Гужевская А. В. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия, Л.,
«Машиностроение», 1975, вып. 4, с. 155—157.
0-8а. Ашурков С. Г. и др.—«Светотехника», 1976, № 10, с. 22—24.
0-9. Chevali Н. D., Cote Т. — «Lighting Des. and Applications»,
1973, vol. 3, № 12, p. 25—30.
0-10. Nuland L. M., Schroder J. Гол. пат. 78d2 (C 061/10),
№ 137539, заявл. 23. 09.63, опубл. 17.09.73.
0-11. Harper J. D. — «Rev. of Sci. Instruments», 1968, vol. 39. №4,
p. 509—510.
0-12. Brewster J. L. a. o.—«Proc, of the 9-th Intern. Congr. on
High-Speed Photography», New York, 1970, p. 303—309.
0-13. Fox Talbot W. H. Англ. пат. № 13664, 12.6.1851.
0-14. Kornetzki A. a. o. — «Z. ftir technische Physik», 1933, Bd 14,
S. 274—280.
0-15. Edgerton H. E., Germeshausen K. J. — «Rev. of Sci. Instru-
ments», 1932, vol. 3, p. 532—542.
0-16. Laporte M. Le lampes a eclairs lumiere blanche et leurs ap-
plications. Paris, Gauthier-Villars, 1949, 90 p.
0-17. Edgerton H. E. a. o. — «Photographic Journal», 1936, vol. 76,
p. 198.
0-18. Богданов С. Я., Вульфсон К. С. —«Докл. АН СССР», 1941,
т. 30, № 4, с. 309—312.
0-19 Абрамсон И С., Маршак И. С. — «Журн. техн, физики»,
1942, т. 12, № 10, с. 632—639.
0-20. Шаер Е. Г. Применение фотографии в медицине. М., «Ме-
дицина», 1974, 298 с.
0-21. «Electric Rev.», (Gr. Britain), 1972, vol. 190, № 26, p. 930.
0-22. «Internationale Photo-Technik», 1971, № 3. S. 86—87.
0-23. Edgerton H. E. Electronic flash, strobe. McGraw-Hill, New
York, 1970. 362 p.
0-24. Микаэлян А. Л., Тер-Микаэлян M. Л., Турков Ю. Г. Оп-
тические квантовые генераторы на твердом теле. М., «Советское ра-
дио», 1967, 384 с.
0-25. Бонч-Бруевич А. М. и др. — «Оптико-мехаиическаЯ про-
мышленность», 1973, № 12, с. 49—59.
0-26. Степанов Б. Н., Рубинов А. Н. — «Успехи физических на-
ук», 1968, т. 95, № 1, с. 45.
0-27. Гордон Е. Б. и др. — «Жури. экспериментальной и теоре-
тической физики», 1972, т. 63, вып. 4, с. 1159—1172.
0-28. Аникиев Ю. Г. и др. — «Квантовая электроника», 1975,
т. 2, вып. 1, с. 7—-1.2.
0-29. Саламандра Г. Д. Фотографические Методы исследования
быстропротекающих процессов. М., «Наука», 1974, 200 с.
0-30. Ван Вин Ф. Стробоскопия. Пер. с англ. М., «Энергия»,
1974, 88 с.
0-31. «Elektromeister+Dtsch. Elektrohandwerk», 1974, Bd 27/49,
№ 2, S. 56—58.
0-32. Вассерман А. Л. и др.— Всесоюзи. науч-техн. конф. «Со-
временное состояние и перспективы развития высокоскоростной фо-
тографии и кинематографии и метрологии быстропротекающих про-
цессов». Тезисы докладов. ВДНХ — Всесоюзн. науч.-исслед. ин-т оп-
тико-физических измерений. М., 1975, с. 111.
0-33. The perception and application of flashing lights. Intern,
symposium, London, 1971. Printed by Billing and Sons Ltd., Guilford
and London. Published by A. Hilger. 429 p.
0-34. Иванова H. Л., Сенилов Г. H.— «Тр. Моск, эиерг. ин-та»,
197.2, вып. 147, с. 151—158.
0-35. Balmer Т. — «Design News», 1970, vol. 25, № 2, р. 78—79.
0-36. Niemann Е. G., Kleinert M. — «Applied Optics», 1968, vol. 7,
№ 2, p. 295—299.
0-37. Пфайль, Портер. — «Приборы для научных исследований»
(пер. с англ.), 1970, № 12, с. 172—174.
0-38. Тэйлор и др. — «Приборы для научных исследований» (пер.
с англ.), 1972, № 12, с. 63—66.
0-39. Меськин И. В. Фотоэлектрические преобразователи угло-
вой величины в цифровой код. Л., Судпромгиз, 1962, 80 с.
0-40. Фотоэлектрические преобразователи информации. Под ред.
Л. Н. Преснухина, М., «Машиностроение», 1974, 376 с.
0-41. Rudiger J. — «Poligraph-Jahrbuch, 1969, 7 Folge», Frankfurt/
/Main, 1968, S. 121—140.
0-42. «Form und Technik», 1971, Bd 22, № 3, S. 141—142.
0-43. Graham R. W., Bridges R. — «Journal of Photographic Sci.»,
1970, vol. 18, № 6, p. 244.
0-44. Maaren P. W. van. — «Pract. Metallogr.», 1974, vol. 11, № 9,
p. 535—547.
0-45. Фотолитография и оптика. Под редакцией Я. А. Федорова
и Г. Поля. М., «Советское радио», 1974, 39.2 с.
0-46. Сайто A. —«J. Illuminating Engineering Inst, of Japan
(Сёмэй гаккай дзасси)», 1974, vol. 58, № 7, р. 314—324.
-VI. Ямаки И. — «Journa ot 1 umina ing Engineering Inst, of
Japan (Сёмэй гаккай дзасси)», 1974, vol. 58, № 4, p. 130—133.
1-1. Мик Дж., Креггс Дж. Электрический пробой в газах. Пер.
с англ. М., Изд-во иностр, лит., 1960, 528 с.
1-2. Nasser Е. Fundamentals of gaseous and plasma electronics.
New York, Wiley-Interscience, 1971. 320 p.
1-3. Brown S. C. — «Proc, of the Inst, of Radio Engineering»,
1951, vol. 39, № 12, p. 1493—1570.
1-4. Маршак И. С. — «Жури. техи. физики», 1943, т. 13, '№ 1—2,
с. 59—84.
1-5. Hippel A. von, Frank J.— «Z. fiir Physik», 1929, Bd 57,
S. 696—704.
1-6. Raether H.—«Z. fiir Physik», 1941, Bd 117, I—S. 375—398,
II—S. 524—542.
1-7. Dehne K. a. o. — «Dielectrics», 1963, vol. 1, № 3, p. 129—138.
1-8. Dacke C. U. — «Z. fiir angewandte Physik», 1965, Bd 19,
S. 453—460.
1-9. Эфендиев A. 3. — «Сборник научи, сообщ. Дагестанского
ун-та. Математика и физика». Махачкала, 1965(66), с. 67—83.
1-10. Эфендиев А. 3., Искендерова Э. С. — «Сборник научи, со-
общ. Дагестанского ун-та. Математика и физика». Махачкала,
1965(66), с. 84—89.
1-11. Эфендиев А. 3. и др. — «Сборник научн. сообщ. Дагестан-
ского ун-та. Математика и физика». Махачкала, 1968, вып. 2, с. 3—7.
1-12. Эфендиев А. 3. и др. — «Изв. вузов СССР. Физика», 1968,
№ 11, с. 155—157.
1-13. Михайлова Р. — «Сборник научн. сообщ. Дагестанского
ун-та по естеств. и техи. наукам». Махачкала, 1970, ч. 2, с. 58—70.
1-14. Искандерова Э. С. — «Сборник научн. сообщ. Дагестанско-
го ун-та по естеств.. и техн, наукам». Махачкала, 1970, ч. 1,
с. 146—157.
1-15. Dutton J., Morris W. — «Brit. Journal of Applied Physics»
1967, vol. 18, p. 1115—1120.
1-16. Daniel T. N. a. o. — «Proc, of the 9th Intern. Conf, on Pheno-
mena in Ionized Gases», Bucharest, 1969, p. 260—265.
1-17. Pfaue J. — «Z. fiir angewandte Physik», 1963, Bd 16, № 1,
g 15__23
1-18. Tholl H. — «Z. fiir Physik», 1963, Bd 172, S. 536—555.
1-19. Рихтер К.— В кн.: Ретер Г. Электронные лавины и про-
бой в газах. М., «Мир», 1968, с. 293—321.
1-20 Muller Е. К. — «Z. fiir angewandte Physik», 1966, Bd 21,
S. 219—224, 475—479, 554—558.
1.-21. Эфендиев A. 3. — «Сборник научн. сообщ. Дагестанского
ун-та. Математика и физика». Махачкала, 1965(66), с. 90—101.
1-22. Толль X. — В кн.: Ретер Г. Электронные лав.ины и пробой
в газах. М., «Мир», 1968, с. 254—292.
1-23. Tholl Н, —«Proc, of the 7-th Intern. Conf, on Phenomena in
Ionized Gases», 1966, Beograd, vol. 1, p. 620—624.
1-24. Driver C. — «Z. fiir Naturforschung», 1964, Bd 19a, S. 1327—
1328.
1-25. Raethien H. — «Z. fur Physik», 1965, Bd 186, S. 444—451.
1-26. Teich T. H. — «Z. fiir Physik», 1967, Bd 199, S. 378—394.
1-27. Hoffmann W. — «Z. fiir Physik», 1967, Bd 200, S. 287 303.
1-28. Вагнер К. —В кн.: Ретер Г. Электронные лавины и пробой
в газах. М., «Мир», 1968, с. 322—328.
1-29. Wagner К. H. —«Z. fur Physik», 1964, Bd 180, S. 516—522.
1-30. Wagner К. H. — «Z. fur Physik», 1966, Bd 189, S. 465—515.
1-31. Wagner К. H—«Proc, of the 7-th Intern. Conf, on Pheno-
mena in Ionized Gases», 1966, Beograd, vol. 1, p. 571—576.
1-32. Wagner К. H. — «Z. fur Physik», 1967, Bd 204, S. 177—197.
1-33. Sroka W.—«Physics Letters», 1967, vol. 25A, p. 770—772.
1-34. Suleebka P., Ran R. S. N. — «Journal of Physics. D—Applied
Physics. England», 1972, vol. 5, p. 2055.
1-35. Аллен К., Филлипс К. — В ки.: Ретер Г. Электронные ла-
вины и пробой в газах. М., «Мир», 1968, с. 221—253.
1-36. Driver С. — «Z. fur angewandte Physik», 1967, Bd 24, № 1,
S. 24—32.
1-37. Doran A. A. — «Z. fur Physik», 1968, Bd 208, № 5, S. 427—
440.
' 1-38. Mostl K., Timm U.— «Z. fur Physik», 1968, Bd 209, S. 60—67.
1-39. Cavenor M. C. — «Australian Journal of Physics». Australia,
1970, vol. 23, № 6, p. 953—965.
1-40. Kekez M. M. a. o. — «Journal of Physics. D—Applied Phy-
sics. England», 1970, vol. 3, № 12, p. 1886—1898.
1-41. Chalmers I. D., Duffy H. — «Journal of Physics. D—Applied
Physics. England», 1971, vol. 4, p. 1302.
1-42. Reinghaus W. — «Journal of Physics. D—Applied Physics.
England», 1972, vol. 5, p. 1448.
1-43. Маршак И. С. — «Успехи физич. наук», 1960, т. 71, № 4,
с. 631—675.
1-44. Ретер Г. Электронные лавины и пробой в газах. Пер.
с англ, под ред. В. С. Комелькова. М., «Мир», 1968, 390 с.
1-45. Graggs J. D. — «Surveys on Phenomena in Ionized Gases»,
Vienna, 1968, p. 473—487.
1-46. Даусон Дж., Винн У. — В кн.: Ретер Г. Электронные ла-
вины и пробой в газах. М., «Мир», 1968, с. 357—371.
1-47. Llewellyn-Jones F. Ionization, avalanches and breakdown.
London, Methuen, 1967. 103 p.
1-48. Davies A. J., Evans C. J. — «Computer Physics Communica-
tions. Holland», 1972, vol. 3, p. 322—335.
1-49. Уорд A. — В ки.: Ретер Г. Электронные лавины и пробой
в газах. М., «Мир», 1968, с. 349—356.
1-50. Kline L. Е., Siambis J. G.— «Proc, of the IEEE», 1971,
vol. 59, № 4, p. 707—709.
1-51. Oppenheimer E. P. a. o. — «Intern. Journal of Electronics.
England», 1972, vol. 32, p. 441—448.
1-52. Лозанский Э. Д. — «Жури. техн, физцки», 1968, т. 38, вып.
с. 1563—1567.
1-53. Кириленко В. М. — «Жури. техн, физики», 1970, т. 40,
вып. 8, с. 1756—1758.
1-54. Матюшин А. Т., Матюшин В. Т. О применении дебаевско-
го приближения к переходу лавины в стример. Препринт, Объеди-
ненный ин-т ядерн. исследований, 1970, '№ Р13—5504.
1-55. Legler W. — «Z. fur Physik», 1963, Bd 173, S. 169—183.
1-56. Teich T. — «Z. fur Naturforschung», 1964, Bd 19a, S. 1420—
1421.
1-57. Krisch H. — «Z. fur Physik», 1964, Bd 178, S. 354—364.
1-58. Krisch H.— «Z. fiir Naturforschung», 1964, Bd 19a, S. 1136—
1137.
1-59. Kohrmann W. — «Applied Sei. Research. Holland», 1955,
vol. 5B, Ks 1—4, p. 288—290.
1-60. Sluijter C. G. — «Actes 10 Congr. Intern. Cinematographic
Ultra-Rapide», 1972, Paris, p. 341—345.
1-61. Warmoltz N.— «Philips technische Rundschau», 1947, Bd 9,
№4, S. 105—113.
1-62. Hartmann G. — «Elektrotechnische Z. Berlin West», 1957,
Bd A78, S. 694—699.
1-63. Реттнер В. — «Светотехника», 1966, № 6, с. 1—4.
1-64. Нюбин В, В. — «Светотехника», 1974, № 1, с. 11—13.
1-65. Маршак И. С. — «Сб. материалов по вакуумной технике».
М.—Л., Госэнергоиздат, 1957, вып. 13, с. 12—27 (Завод электрова-
куумных приборов, БТИ).
1-66. Маршак И. С., Субботин В. А. — Сб. материалов по ва-
куумной технике. М.—Л., Госэнергоиздат, 1957, вып. 13, с. 28—41
(Завод электровакуумных приборов, БТИ).
1-67. Marshak J. S., Schukin L. J. — «Journal of Society of Mo-
tion Pictures and Television Engineers», 1961, vol. 70, p. 169—176.
1-68. Bielski A., Krol T. — «Acta physica polonica, A—General
Physics. Polska», 1966, vol. 29, Ke 4, p. 571—572.
1-69. Басов Ю. Г. и др. — «Журнал прикладной спектроскопии».
1975, т. 23, Кв 6, с. 1095—1097.
2-1. Маршак И. С. — «Успехи физических наук», 1962, т. 77,
'№ 2, с. 229—286.
2-2. Маршак И. С. Электрический пробой газа при атмосферном
давлении. Диссертация, 1945, Моск, энергетический институт.
2-3. Fitzpatrick j. А. а. о. — «Journal of Applied Physics», 1950,
vol. 21, p. 1269—1276.
2-4. Огурцова H. H., Подмошенский И. В. — «Оптика и спектро-
скопия», 1958, т. 4, с. 539—541.
2-5. Ровинский Р. Е. — «Теплофизика высоких температур», 1972,
т. 10, Кв 1, с. 1—6.
2-6. Маршак И. С. и др. — «Светотехника», 1961, Ке 4, с. 8—17.
2-7. Маршак И. С. — «Сб. материалов по вакуумной технике».
М.—Л., Госэнергоиздат, 1960, вып. 22, с. 27—37 (Завод электрова-
куумных приборов, БТИ).
2-8. Зельдович Я. Б., Райзер Ю. П. Физика ударных волн и вы-
сокотемпературных гидродинамических явлений. М., «Наука», 1966,
632 с.
2-9. Райзер Ю. П. — «Успехи физических наук», 1972, т. 108,
с. 429.
2-10. Драбкина С. И. — «Журн. экспериментальной и теоретиче-
ской физики», 1951, т. 21, в. 4, с. 473.
2-11. Брагинский С. И. — «Журн. экспериментальной и теорети-
ческой физики», 1958, т. 34, в. 6, с. 1548.
2-12. Бобров Ю. К- — Журн. техн, физики», 1974, т. 44, Кв 11,
с. 2340.
2-13. Бараник С. И. и др. —«Журн. техн, физики», 1974, т. 44,
Кв 11, с. 2352.
2-14. Борович Б. Л. и др. — «Труды физического института АН
СССР им. И. И. Лебедева», 1974, т. 76, с. 3—35.
2-15. Александров А. Ф., Рухадзе А. А.— «Успехи физических
наук», 1974, т. 112, вып. 2. с. 193—’230.
2-16. Александров А. Ф. и др. —«Журн. техн, физики», 1974,
т. 44, Кв 11, с. 2414.
2-17. Александров А. Ф. и др. — Журн. экспериментальной и тео-
ретической физики», 1971, т. 61, № 11, с. 1841.
2-18. Дьяченко В. Ф., Имшенник В. С. — В кн.: Вопросы теории
плазмы, под ред. М. А. Леонтовича. М., Атомиздат, 1967, т. 5, с. 394.
2-19. Fisher Н. Conf, on Extremely High Temperatures, New
York, Wiley—London, Chapman and Hall, 1958, p. 11—27.
2-20. Гегечкори H. M. — «Журн. экспериментальной и теорети-
ческой физики», 1951, т. 21, вып. 4, с. 493.
2-21. Glaser G. — «Z. fur Physik», 1955, Bd 143, S. 44.
2-22. Андреев С. И., Гаврилов В. Е. — «Теплофизика высоких
температур», 1970, т. 8, № 1, с. 203.
2-23. Бибермаи Л. М., Норман Г. Э. — «Успехи физических на-
ук», 1967, т. 91, Ns 2, с. 193.
2-24. Долгов Г. Г., Мандельштам С. Л. — «Жури, эксперимен-
тальной и теоретической физики», 1953, т. 24, с. 691.
2-25. Вехов А. А. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1970, т. 12, с. 978.
2-26. Dishington R. Н. а. о. — «Applied Optics», 1974, vol. 13,
№ 10, р. 2300—2312.
2-27. Асиновский Э. И. и др. — «Теплофизика высоких темпера-
тур», 1973, т. 11, (№5, с. 939.
2-28. Козлов Н. А., Фомин В. В. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1976, т. 14, № 3, с. 457—461.
2-29. Бабии Л. В. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1969, т. 7, № 3, с. 570.
2-30. Герасимов В. А. и др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1971, т. 14, '№ 6, с. 986.
2-31. Николаевский В. Г. и др. — «Журн. техн, физики», 1972,
т. 42, вып. 2, с. 364.
2-32. Васильева А. Н. и др. — «Теплофизика высоких темпера-
тур», 1971, т. 9, вып. 5, с. 865.
2-33. Васильева А. Н. и др. — «Письма в журн. эксперименталь-
ной и теоретической физики», 1972, т. 15, вып. 10, с. 613.
2-34. Вдовченко Р. Г. и др. — «Сб. материалов по вакуумной
технике», вып. 21. М.—Л., Госэнергоиздат, 1959, с. 17—36 (Завод
электровакуумных приборов, БТИ).
2-35. Васьковский Ю. М. и др. — «Светотехника», 1973, № 10,
с. 19.
2-36. Быков И. В. и др. — «Квантовая электроника», 1975, т. 2,
№ 1, с. 181—184.
2-37. Иванов В. В., Розанов А. Г. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1972, т. 10, вып. 5, с. 1102.
2-38. Ванюков М. П. и др. — «Журн. техн физики», 1955, т. 25,
с. 1248.
2-39. Ванюков М. П., Исаенко В, И. — «Светотехника», 1960,
'№ 3, с. 7.
2-40. Вульфсон К. С., Либин И. Ill----«Журн. эксперименталь-
ной и теоретической физики», 1951, т 21, с. 510.
2-41. Васьковский Ю. М. и др. — «Электронная техника, серия
IV. Электровакуумные и газоразрядные приборы», 1976, вып. 4,
с. 25—27.
2-42. Ванюков М. П., Мак А. А. — «Успехи физических наук»,
1958, т. 66, с. 301.
2-43. Вульфсон К. С. и др. — «Известия АН СССР, серия фи-
зическая», 1955, т. 19, с. 61.
2-44. Кирсанов В. П. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1962,
т. 13, с. 276.
2-45. Кирсанов В. П. и др. — В сб. «Успехи научной фотогра-
фии», 1964, т. 9, с. 109.
2-46. Fisher Н., Schwanzer W. — «Applied Optics», 1969, vol 8,
№ 3, p. 697.
2-47. Быховская Л. H. и др.— «Светотехника», 1963, № 10, с. 21.
2-48. Чарная Ф. А., Якоб 3. Г. — «Оптика и спектроскопия»,
1965, т. 18, вып. 3, с. 530.
2-49. Бакеев А. А., Ровинский Р. Е. — «Теплофизика высоких
температур», 1970, т. 8, № 6, с. 1121—1127.
2-50. Модель И. Ш. — «Журн. экспериментальной и теоретиче-
ской физики», 1957, т. 32, с. 714.
2-51. Ванюков М. П. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1958,
т. 4, с. 90.
2-52. Кирсанов В. П. — «Теплофизика высоких температур», 1976,
т. 14, '№ 5, с. ИЗО.
3-1. Ecker G., Weizel W. — «Z. fflr Naturforschung», 1957, Bd 12a,
№ 10, S. 859.
3-2. Brunner G. — «Z. fur Physik», 1960, Bd 159, S. 288.
3-3. Финкельнбург В., Меккер P. Электрические дуги и терми-
ческая плазма. — М., Изд-во иностр, лит., 1961. 370 с.
3-4. Диагностика плазмы. Сб. под ред. Р. Хаддлстоуна и С. Лео-
нарда. М., «Мир», 1967. 515 с.
3-5. Грим Г. Спектроскопия плазмы. М., Атомиздат, 1969. 452 с.
3-6. Методы исследования плазмы. Под ред. В. Лохте-Хольт-
гревена. М., «Мир», 1971. 552 с.
3-7. Грановский В. Л. Электрический ток в газе. М., «Наука»,
1971. 543 с.
3-8. Сэмпсон Д. Уравнения переноса энергии и количества дви-
жения в газах с учетом излучения. М., «Мир», 1969. 205 с.
3-9. Егоров В. Н. и др. — «Доклады АН СССР», 1958, т. 121,
№ 3, с. 440.
3-10. Колесников В. Н.— В кн.: «Физическая оптика». М., «Нау-
ка», 1966, т. 30, с. 53.
3-11. Bober L., Tankin R. S.— «Journal of Quantum Spectroscopy
and Radiative Transfer», 1970, vol. 10, № 9, p. 991.
3-12. Evans D. L. a. o.— «American Institute of Aeronautics and
Astronautics-Journal», 1970, № 42, p. 9.
3-13. Neuman W. Beitr. aus der Plasmaphysik», 1971, Bd 11, № 3,
S. 248.
3-14. Pichler G., Vujnovic V. — «Physical Letters», 1972, vol. A40,
№ 5, p. 397.
3-15. Schumaker J. В., Popenoe С. H. — «Journal of Research. Na-
tional Bureau of Standarts», 1972, vol. A76, № 2, p. 71.
3-16. Goncz J. H. — «Journal of Applied Physics», 1965, vol. 36,
p. 742.
3-17. Gunther K. «Beitr. aus der Plasmaphysik», 1968, Bd 8,
№ 5, S. 383.
3-18. Попович M. M., Урошевич В. В. — «Теплофизика высоких
температур», 1971, т. 9, № 3, с. 627.
3-19. Андреев С. И., Гаврилов В. Е, —«Оптика и спектроско-
пия», 1969, т. 26, № 1, с. 121—123. , „
3-20. Gunther К., Radtke G. «Beitr. aus der Plasmaphysik», 1972,
Bd 12, № 1.
3-21. Giinther К. «Beitr. aus der Plasmaphysik», 1970, Bd 10, № 6,
S. 469—485.
3-22. Бакеев А. А. Электрические и оптические свойства импульс-
ного ксенонового разряда высокого давления. Диссертация, Москов-
ский физико-техн, институт, 1970.
3-23. Гинзбург В. Л. Распространение электромагнитных волн
в плазме. М., Физматгиз, 1960. 683 с.
3-24. Ergebnisse der Plasmaphysik und der Gaselektronik. Berlin,
Akademie-Verlag, 1967, Bd 1.
3-25. Бакеев А. А. н др. — «Приборы и техника эксперимента»,
1969, №4, с. 166.
3-26. Бакеев А. А. и др. — «Радиотехника и электроника», 1969,
т. 14, с. 1998.
3-27. Бакеев А. А. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1971, т. 9, 'Де 4, с. 841—843.
3-28. Bowe J. — «Physical Rev.», 1960, vol. 117, Де 6, p. 1411.
3-29. Allen N. L., Prew B. A. — «Journal of Physics, Great Bri-
tain», 1970, vol. 3B, p. 1113.
3-30. Бакеев А. А. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1969, т. 7, Де 6, с. 1203.
3-31. Иванов В. В., Розанов А. Г. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1972, т. 10, 'Де 5, с. 1102.
3-32. Бакеев А. А. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1973, т. 11, Де 5, с. НИ.
3-33. Воробьев А. Н., Даниель Е. В. — «Журн. прикладной спек-
троскопии», 1970, т. 12, Де 2, с. 347—349.
З-ЗЗа. Волкова Г. А. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1976, т. 24, Де 6, с. 972—975.
3-34. Чепмен С., Каулинг Т. Математическая теория неоднород-
ных газов. М., Изд-во иностранной лит., 1960. 510 с.
3-35. Шкаровский И., Джонсон Т., Бачинский М. Кинетика час-
тиц плазмы. М., Атомиздат, 1969. 395 с.
3-36. Трубников Б. А. — В кн.: «Вопросы теории плазмы», вып. 1.
М., Атомиздат, 1963. с. 98.
3-37. Кинетические процессы в газах и плазме. Сб. под ред.
Хохштима. М., Атомиздат, 1972. 368 с.
3-38. Мак-Даниель И. Процессы столкновений в ионизованных
газах. М., «Мир», 1967. 832 с.
3-39. Спитцер Л. Физика полностью ионизованного газа. М.,
«Мир», 1965. 212 с.
3-40. Lin S. С. а. о.— «Journal of Applied Physics», 1955, vol. 26,
Де 1, p. 95.
3-41. Devoto R. S. — «Physics of Fluids», 1967, vol. 10, p. 354.
3-42. Nighan W. L. — «Physics of Fluids», 1969, vol. 12, Де 1,
p. 162.
3-43. Рогов В. С. Транспортные коэффициенты плазмы. — Пре-
принт Де 47, Ин-т прикл. математики АН СССР, 1969. 19 с.
3-44. Devoto R. S.— «Physics of Fluids», 1973, vol. 16, Де 5, p. 616.
3-45. Devoto R. S., Mukherjee D. — «Journal of Plasma Physics»,
1973, vol. 9, Де 1, p. 65.
3-46. Devoto R. C. — «American Institute of Aeronautics and Ast-
ronautics-Journal», 1969, vol. 7 Де 2, p. 199.
3-47. Кирсанов В. П. Предельные характеристики газоразрядных
импульсных источников света. Диссертация. Физический ин-т АН
СССР, М., 1970.
-4 . Деменик И. В. и др. — «Журн. технической физики», 1963,
г. 33, Ns 4, с. 489.
3-49. Бакеев А. А., Ровинский ~Р. Е. — «Теплофизика высоких
температур», 1970, т. 8,'№ 1, с. 207—209.
3-50. Андреев С. И., Гаврилов В. Е. — «Журн. техн, физики»,
1970, т. 40, Ns 6, с. 1300.
3-51. Church С. Н. а. о. — «Journal of Quantitative Spectroscopy
and Radiative Transfer», 1968, vol. 8, p. 403.
3-52. Климонтович Ю. JI. — «Успехи физических наук», 1973
т. 110, Ns 4, с. 573.
3-53. Вукович С. М., Попович М. М. — «Теплофизика высоких
температур», 1972, т. 10, 'Ns 2, с. 419.
3-54. Hackmann J., Uhlenbusch J. — Proc, of the 10-th Intern.
Conf, on Phenomena in Ionized Gases Oxford University Press, 1971,
p. 260.
3-55. Buss J. a. o. — «Z. fiir angewandte Physik», 1967, Bd 22,
№ 4, S. 345.
3-56. Morris J. C. a. o. — «Physics of Fluids», 1970, vol. 13, Ns 3,
p. 608.
3-57. Воробьев В. С., Хомкин А. Л. — «Теплофизика высоких
температур», 1972, т. 10, № 5, с. 939.
3-58. Литвинов И. И. — «Теплофизика высоких температур», 1973,
т. 11, № 4, с. 695.
3-59. Атомные и молекулярные процессы. Сб. под ред. Д. Бейт-
са. М., «Мир», 1964. 777 с.
3-60. Фриш С. Э. Оптические спектры атомов. М.—Л., Физмат-
гиз, 1963. 640 с.
3-61. Собельман И. И. Введение в теорию атомных спектров. М.,
Физматгиз, 1963. 640 с.
3-62. Л1евинсон И. Б., Никитина А. А. Руководство по вычисле-
нию интенсивностей линий в атомных спектрах. Изд-во Ленингр. гос.
университета, 1962. 57 с.
3-63. Bates D. R., Damgaart А. — «Philosophical Transactions of
the Royal Soc. London», 1949, vol. 242A, Ns 842, p. 101.
3-64. Finkelnburg W., Peters T. Handbuch der Physik, Berlin,
Springer-Verlag, Bd 28, 1957.
3-65. Бете T., Солпитер Э. Квантовая механика атомов с одним
н двумя электронами. М., Физматгиз, 1960. 562 с.
3-66. Seaton М. J. — «Month. Notices of the Royal Astronomical
Soc.», 1958, vol. 118, № 5, p. 504—-518.
3-67. Burges A., Seaton M. — «Rev. of Modern Physics», 1958,
vol. 30, № 3, p. 992.
3-68. Burges A., Seaton M. — «Month. Notices of the Royal Ast-
ronomical Soc.», I960, vol. 120, № 2, p. 121.
3-69. Норман Г. Э. — «Оптика и спектроскопия», 1962, т. 12,
вып. 3, с. 333.
3-70. Биберман Л. М., Норман Г. Э. — «Оптика и спектроско-
пия», 1960, т. 8, с. 433.
3-71. Бибермаи Л. М., Норман Г. Э.—«Journal of Quantitative
Spectroscopy and Radiative Transfer», 1963, vol. 3, Ns 3, p. 221.
3-72. Биберман Л. M. и др. — «Астрономический журнал», 1962,
т. 39, l№ 1, с. 107.
3-73. Ingliss D. R., Teller Е. А. — «Astrophysical Journal», 1939,
vol 90, № 3, р. 439.
3-74. Биберман Л. М. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1963,
т. 15, № 3, с. 330.
3-75. Якубов И. Т. — «Оптика и спектроскопия», 1965, т. 19,
вып. 4, с. 497.
3-76. Москвин Ю. В. — «Теплофизика высоких температур», 1968,
т. 6, вып. 1, с. 1.
3-77. Соболев А. П. — «Оптика и спектроскопия», 1972, т. 33,
вып. 6, с. 1179.
3-78. Фриш С. Э., Бочкова О. П. — «Вестник Ленингр. .гос. уни-
верситета», 1961, т. 16, вып. 3, с. 40.
3-79. Спектроскопия газоразрядной плазмы. Сб. под ред.
С. Э. Фриш. Л., «Наука», 1970. 361 с.
3-80. Гершун А. А. Избранные труды по фотометрии и светотех-
нике. М., Физматгиз, 1968. 548 с.
3-81. Дойников А. С. и др. — «Светотехника», 1971, № 12, с. 13.
3-82. Подмошенский И. В., Кондрашева Л. Д. Материалы X Все-
союзного совещания по спектроскопии, т. II. Изд-во Львовского уни-
верситета, 1958, с. 204.
3-83. Чарная Ф. А., Якоб 3. Г. — «Оптика и спектроскопия», 1965,
т. 19, вып. 2, с. 181—185.
3-84. Emmett J. а. о. — «Journal of Applied Physics», 1964, vol. 35,
№ 9, p. 2601—2604.
3-85. Андреев С. И., Байков О. Г. — «Оптика и спектроскопия»,
1968, т. 25, '№ 4, с. 481.
3-86. Андреев С. И., Гаврилов В. Е. — «Оптика и спектроско-
пия», 1969, т. 26, № 4, с. 665—667.
3-87. Гаврилова Л. И. и Др. — В кн.: Импульсная фотометрия,
вып. 1. Л., «Машиностроение», 1969, с. 136—144.
3-88. Бакеев А. А. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1969, т. 27,
№ 2, с. 215—220.
3-89. Гаврилова Л. И. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия,
вып. 4. Л., «Машиностроение», 1975, с. 122—125.
3-90. Гаврилова Л. И. и др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1970, т. 12, i№ 3, с. 537.
3-91. Янков В. В. — «Оптика и спектроскопия», 1963, т. 14, с. 29.
3-92. Батенин В. М., Минаев П. В. — «Теплофизика высоких тем-
ператур», 1971, т. 9, № 4, с. 676.
3-93. Гимбаржевский Г. В. и др. — «Оптика п спектроскопия»,
1970, т. 28, с. 1101.
3-94. Бакеев А. А. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1970, т. 28,
с. 594.
3-95. Голубев В. А., Климкин В. Ф. — «Теплофизика высоких
температур», 1971, т. 9, № 4, с. 683.
3-96. Бакеев А. А. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1974,
т. 37, с. 1165.
3-97. Ровинский Р. Е. — «Журн. техн, физики», 1975, т. 45, вып. 8,
с. 1782—1784.
3-98. Козлов Г. И., Ройтенбург Д. И. — «Оптика и спектроско-
пия», 1974, т. 36, с. 850.
3-99. Александров А. Ф. и др. — «Журн. техн, физики», 1974,
т. 44, '№ 3, с. 491—501.
4-1. Ильин В. Е., Лебедев С. В. — «Журн. техн, физики», 1962,
т. 32, с. 986.
4-2. Головейко А. Г., Ржерская С. П.—«Инж.-физический журн.»,
1969, т. 16, с. 1073.
- .itterauer J. M. Proc, ot the 4In ern. Coni, on Phenomena
in Ionized Gases», Vienna, 1967, p. 90.
4-4. Зыкова H. M. и др. — «Журн. техн, физики», 1970, т 40
с. 2361.
4-5. Граков В. Е. и др. — «Журн. техн, физики», 1970, т 40
с. 2134.
4-6. Бейлис И. И. и др. — «Теплофизика высоких температур»,
1975, т. 13, Ко 4, с. 701—705.
4-7. Кесаев Т. Г. Катодные процессы электрической дуги. М.,
«Наука», 1968. 244 с.
4-8. Hull A. W.— «Journal of Applied Physics», 1964, vol. 35,
p. 490.
4-9. Eckert G., Muller K. G. — «Journal of Applied Physics», 1959,
vol. 30, p. 1466.
4-10. Острецов И. H., Петросов В. А., Папоротников А. А., Ут-
кин Ю. А. Тезисы докладов на I Всесоюз. конф, по плазменным уско-
рителям. М., 1967.
4-11. Либин И. Ш. — «Радиотехника и электроника», 1959, т. 4,
с. 1026.
4-12. Kington К- Н.— «Journal of Applied Physics», 1965, vol. 36,
p. 1351.
4-13. Раховский В. И. — «Журн. техн, физики», 1965, т. 35,
с. 2228.
4-14. Невский А. П. — «Теплофизика высоких температур», 1970,
т. 8, с. 898.
4-15. Афанасьев Н. В. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1966, т. 5, вып. 2, с. 138.
4-16. Кубышкин В. В. и др. — «Электронная техника, сер. 3 «Га-
зоразрядные приборы», 1966, Ке 2, с. 55.
4-17. Иноуэ К. Япон. пат. '№ 49—16465, опубл. 22.4.1974.
4-18. Ояма С., Танака Т. Япон. пат. № 49-16994, опуб. 26.4.1974.
4-19. Cosco R., Pappas J. Пат. США № 3849690, опубл. 19.11.1974.
4-20. Файфер С. И. и др. Авт. св. СССР Ке 444269, опубл. 25.9.1974.
4-21. Ояма М. Япон. пат. '№ 50-14069, опубл. 24.5.1975.
4-22. Савранская Е. С. и др. Авт. св. СССР № 492950, опубл.
25.12.1975.
4-23. Кубышкин В. В. — «Электронная техника, сер. 3, Газораз-
рядные приборы», 1970, № 1, с. 47.
4-24. Sommerville J. М., Williams J. F. — «Proc, of the Physical
Soc. of London», 1959, vol. 74, Ke 477, p. 309.
5-1. Барышников В. Г. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия.
Л., «Машиностроение», 1973, вып. 3, с. 4—9.
5-2. Vocabulaire Internationale de 1’eclarage, 3-me edition. Bureau
central GIE, Paris, 1970 (см. «Светотехника», 1971, Ke 1—12).
5-3. Мешков В. В. Основы светотехники, ч. 1. М.—Л., Госэнер-
гоиздат, 1957, 352 с.
5.4. Сапожников Р. А. Теоретическая фотометрия. М., «Энер-
гия», 1977, с. 268.
5-5. Гуревич М. М. Введение в фотометрию. Л., «Энергия»,
1968, 244 с.
5-6. Дойников А. С., Игнатьев В. Г.— В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1972, вып. 2, с. 121—125.
5-7. Толстой Н. А., Епифанов М. В. — «Оптика и спектроско-
пия», 1964, т. 16, вып. 4, с. 677—683.
5-7а. Барышников В. Г. — «Светотехника», 1966, Ке 2, с. 8—12.
5-76. Glaser G. — «Optik». 1950, Bd 7, № 2, S. 61—90.
5-8. Кувалдин Э. В. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л., «Ма-
шиностроение», 1972, вып. 2, с. 17—22.
5-9. Луцет Б. Я. и др. — «Светотехника», 1972, № 6, с. 19.
5-10. Васильев В. И. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1961,
т. 11, № 1, с. 118—122.
5-11. Маршак И. С. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л.,
«Машиностроение», 1969, с. 122—129.
5-12. Дойников А. С., Пахомов В. К. — В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1969, с. 129—132.
5-13. Деменик И. В. и др. — «Светотехника», 1969, №8, с. 10—12.
5-14. Власов Ю. Н. и др. — «Светотехника», 1970, № 12, с. 23—24.
5-15. Гаврилова Л. И. и др—В кн.: Импульсная фотометрия.
Л., «Машиностроение», 1973, с. 105—113.
5-16. Кирсанов В. П., Трошкин С. В. — «Светотехника», 1967,
№ 1, с. 12—15.
5-17. Ананьев Ю. А. и др. — «Оптико-механическая промышлен-
ность», 1972, '№ 9, с. 35—36.
5-18. Дойников А. С. — «Светотехника», 1970, № 6, с. 12—14.
5-19. Гуревич М. М. — «Светотехника», 1963, № 3, с. 29—30.
5-20. Stokes A. D. — «Journal of the Optical Soc. of America»,
1967, vol. 57, № 9, p. 1100—1105.
5-21. Дойников А. С., Дорогов В. Г. — «Оптика и спектроскопия»,
1971, т. 31, вып. 5, с. 817—821.
5-22. Вехов А. А. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1970, т. 12, вып. 6, с. 979—983.
5-23. Аникиев Ю. Г. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1972,
т. 32, вып. 2, с. 392—395.
5-24. Басов Ю. Г. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1974, т. 21, вып. 1, с. 32—34.
5-25. Кирсанов В. П. и др. — «Светотехника», 1963, № 1, с. 12.
5-26. Рохлин Г. Н., Щукин Л. И. «Электронная техника, серия IV,
Электровакуумные и газоразрядные приборы», 1977, вып. 6, с. 23—27.
5-27. Дойников А. С., Пахомов В. К- — В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1973, вып. 3, с. 97—99.
5-28. Дойников А. С. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л.,
«Машиностроение», 1975, вып. 4, с. 126—131.
5-29. Чарная Ф. А., Быховская Л. Н. — «Оптика и спектроско-
пия», 1964, т. 16, вып. 2, с. 365—367.
5-30. Быховская Л. Н., Яловега Т. В. — В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1972, с. 153—159.
5-31. Быховская Л. Н., Хаустова В. П. — В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1973, вып. 3, с. 135—140.
5-32. Андреев С. И., Ванюков М. П. — «Приборы и техника экс-
перимента», 1961, № 4, с. 76—79.
5-33. Андреев С. И., Ванюков М. П. — «Жури. техн, физики»,
1962, т. 32, вып. 6, с. 738—745.
5-34. Thackeray D. Р. С. — «Journal of Sci. Instruments», 1958,
vol 35, p. 206—211.
5-35. Маршак И. С. — «Светотехника», 1959, № 6, с. 17—19.
5-36. Гаванин В. А. — «Светотехника», 1967, '№ 2, с. 22—26.
5-37. Дойников А. С. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л.,
«Машиностроение», 1972, вып. 2, с. 126—130.
5-38. Гаврилова Л. И., Игнатьев В. Г. — В ки.: Импульсная фото,
метрня. Л.. «Машиностроение», 1972, вып. 2, с. 139—144.
5-39. Дойников А. С. Исследование основных характеристик из-
лучения прямых трубчатых ксеноновых импульсных ламп. Автореф.
дис. М., ФИАН СССР, 1972, 24 с.
5-40. Дойников А. С. Обзоры'^ по электронной технике, серия
«Электровакуумные и газоразрядные приборы». М., ЦНИИ «Элек-
троника», 1973, вып. 11 (154). 35 с.
5-41. Goncz J. Н., Newell Р, В. — «Journal of the Optical Soc. of
America», 1966, vol. 56, № 1, p. 87—92.
5-42. Кирсанов В. П. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1962,
т. 13, вып. 3, с. 442—446.
5-43. Булыков В. И. и др. — «Светотехника», 1967, № 10,
с. 21—24.
5-44. Гаврилова Л. И. и др. — «Светотехника», 1971, № 5,
с. 14—15.
5-45. Басов Ю. Г. и др. — «Квантовая электроника», 1975, т. 2,
'№ 8, с. 1840—1844.
5-45а. Камруков А. С. и др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1975, т. 23, № 3, с. 393—397.
5-46. Чарная Ф. А. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1969, т. 11, № 5, с. 790—795.
5-46а. Gusinow М. — «Journal of Applied Physics», 1975, vol. 46,
№ 11, p. 4847—4851.
5-47. Игнатьев В. Г., Камышов Н. В— «Электронная техника»,
серия 3, 1967, '№ 4, с. 79—83.
5-48. Белов С.. Н. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1969, т. 10, № 3, с. 408—412.
5-49. Подмошенский И. В. и др. — «Журн. прикладной спектро-
скопии», 1968, т. 9, вып. 1, с. 96—98.
5-50. Edwards О. J. — «Journal of the Optical Soc. of America»,
1966, vol. 56, № 10, p. 1314—1319.
5-51. Воробьев A. H., Даниэль E. B. — «Журн. прикладной спек-
троскопии», 1970, т. 12, вып. 2, с. 347—349.
5-52. Андреев С. И., Гаврилов В. Е. — «Журн. прикладной спек-
троскопии», 1974, т. 20, № 5, с. 780—783.
5-53. Зайдель А. Н., Шрейдер Е. Я. Спектроскопия вакуумного
ультрафиолета. М., «Наука», 1967. 471 с.
5-54. Игнатьев В. Г. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л., «Ма-
шиностроение», 1973, вып. 3, с. 119—126.
5-55. Гаврилова Л. И. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия.
Л., «Машиностроение», 1969, с. 132—136.
5-56. Игнатьев В. Г., Подгаецкий В. М. — «Квантовая электро-
ника», 1971, '№ 4, с. 121—125.
5-57. Игнатьев В. Г. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л., «Ма-
шиностроение», 1973, вып. 3, с. 113—119.
5-58. Игнатьев В. Г., Михайлов О. М. — В кн.: Импульсная фо-
тометрия. Л., «Машиностроение», 1972, вып. 2, с. 130—139.
5-59. Михайлов О. М. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л., «Ма-
шиностроение», 1973, вып. 3, с. 126—133.
5-60. Галактионова Н. М., Мак А. А. — «Оптика и спектроско-
пия», 1964, т. 16, вып. 1, с. 153—155.
5-61. Кутев Ю. М. — «Оптика и спектроскопия», 1964, т. 17,
вып. 2, с. 295—297.
5-62. Егорова В. Ф. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1964, т. 1, вып. 4, с. 294—298.
5-63. Oliver J. R., Barnes F. 8.— «Proc, of the IEEE», 1971, vol.
59, № 4, p. 638—644.
5-64. Goncz J. H„ Mitchell W. J., Jr. — «IEEE Journal of Quantum
Electronics», 1967, vol. QE-3, № 7, p. 330—331.
5-65. Игнатьев В. Г. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия. Л.,
«Машиностроение», 1973, вып. 3, с. 99—105.
5-66. Oliver J. R., Barnes F. S. — «IEEE Journal of Quantum
Electronics», 1969, vol. QE-5, № 5, p. 232—237.
5-67. Кирсанов В. П. и Др. — «Светотехника», 1966, № 7, с. 5—7.
5-68. Андреев С. И. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1967, т. 6, вып. 1, с. 27—32.
.5-69. Никифоров В. Г. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1971, т. 15, № 1, с. 151—153.
5-70. Roess D., Zeidler G. — «Electronics», 1966, vol. 39, № 18,
p. 115—118.
5-70a. Басов Ю. Г. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1975, т. 23, № 4, с. 590—595.
5-71. Волкова Г. А., Прокофьев В. К. — «Оптика и спектроско-
пия», 1967, т. 23, вып. 4, с. 640—641.
5-72. Левиков С. И.— «Оптико-механическая промышленность»,
1969, № 8, с. 54—63.
5-72а. Gusinow М.— «Journal of Applied Optics», 1975, vol. 14,
№ 11, p. 2645—2649.
5-73. Гардашьян В. M. и др. — «Вопросы радиоэлектроники, се-
рия общетехническая», 1968, вып. 5, с. 3—9.
5-74. Гардашьян В. М. и др. — «Радиотехника и электроника»,
1969, т. 14, № 6, с. 1069—1071.
5-75. Коваленко Е. С. и др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1971, т. 15, вып. 5, с. 920—924.
5-76. Макаров В. Н. и др. — «Радиотехника и электроника», 1974,
т. 19, '№ 1, с. 119—122.
5-77. Кирсанов В. П. и др. Proc, of the 7th Intern. Conf, on Phe-
nomena in Ionized Gases, Beograd, 1965, p. 790—791.
5-77a. Марцинковский Ю. А. Авт св. СССР № 410489, опубл.
12.5.1974.
5-78. Маршак И. С., Щукин Л. И. — «Успехи научной фотогра-
фии», 1964, т. 9, с. 93—105.
5-79 Иванов В. В. и др. — «Квантовая электроника», 1974, т. 1,
№ 5, с. 1283—1285.
5-80. Балагуров А. Я., Кубышкин В. В. — «Теплофизика высо-
ких температур», 1973, т. 11, '№ 3, с. 503—507.
5-81. Будник В. И. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1971, т. 15, вып. 4, с. 617—621.
5-82. Маршак И. С. — «Светотехника», 1957, № 1, с. 17—20.
5-83. Косинская И. В., Полозова Л. П. — «Журн. прикладной
спектроскопии», 1969, т. 11, вып. 6, с. 1151—1152.
5-84. Игнатьев В. Г., Михайлов О. М. — «Жури, прикладной спек-
троскопии», 1971, т. 15, вып. 1, с. 46—50.
5-84а. Гаврилова Л. И. и др. Спектральное распределение и
УФ-энергия излучения неограниченных импульсных разрядов. — Док-
вад на VI Всесоюзном семинаре «Импульсная фотометрия», Моск-
ва, 29 марта — 2 апреля 1976 г.
5-85. Вайнштейн Л. А. и др. — «Журн. экспериментальной и тео-
ретической физики», 1953, т. 24, № 3, с. 326—338.
5-86. Мак А. А. Исследование излучения интенсивного искрово-
го разряда, дис., Лен. гос. оптический институт, 1960.
5-87. Мандельштам С. Л., Суходрев Н. К. — «Журн. экспери-
ментальной и теоретической физики»,''1953, т. 24, № 6, с. 701—707.
5-88. Ванюков М. П. и др. — «Оптика и спектроскопия», 1959,
т. 6, вып. 1, с. 17—23.
5-89. Ванюков М. П. и др. — «Оптика и спектроскопия»,. 1960,
т. 8, вып. 4, с. 439—445.
5-90. Falkowsky N. I.—Proc, of the 11-th Int. Conf, on Phenome-
na in Ionized Gases, Prague, 1973, s. a., p. 235—240.
5-91. Edwards J. G. — «Applied Optics», 1967, vol. 6, № 5,
p. 837—843.
5-92. Даниэль E. В., Колпакова И. В. — «Журн. прикладной
спектроскопии», 1969, т. 10, вып. 4, с. 592—594.
5-93. Игнатьев В. Г., Токарева А. Н. — «Журн. прикладной спек-
троскопии», 1973, т. 19, вып. 4, с. 632—635.
5-94. Аникиев Ю. Г., Жаботинский М. Е. — «Квантовая электро-
ника», 1974, т. 1, № 12, с. 2557—2565.
5-95. Литвинов И. И., Подувальцев В. В. — «Квантовая элек-
троника», 1974, т. 1, № 1, с. 211—215.
5-96. Мак А. А., Щербаков А. А. —• «Квантовая электроника»,
М., «Советское радио», 1973, № 5(17), с. 68—76.
5-96а. Басов Ю. Г. и др. — «Оптика н спектроскопия», 1975,
т. 38, № 3, с. 608—614.
5-97. Кирсанов В.. П. и др. — «Квантовая электроника», 1976,
т. 3, № 2, с. 431.
5-97а. Басов Ю. Г. и др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1976, т. 24, вып. 2, с. 259—262.
5-976. Макаров В. Н., Басов Ю. Г. — «Оптика и спектроскопия»,
1976, т. 40, № 5, с. 799—803.
5-98. Edgerton Н. Е. — «Journal of the Optical Soc. of America»,
1946, vol. 36, № 7, p. 390—399.
5-99. Маршак И. С. — «Сборник материалов по вакуумной тех-
нике», М.— Л., Госэнергоиздат, 1957, вып. 11, с. 3—23 (Московский
электроламповый завод, БТИ).
5-100. Гаваиин В. А., Левчук М. С. — «Светотехника», 1967,
№ 4, с. 6—9.
5-101. Игнатьев В. Г., Исаев Л. А. — В кн.: Импульсная фото-
метрия. Л., «Машиностроение», 1969, с. 118—122.
5-102. Гаванин В. А.— В кн.: Импульсная фотометрия. Л.,
«Машиностроение», 1969, с. 111—118.
5-103. Дойников А. С. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия.
Л., «Машиностроение», 1975, вып. 4, с. 69—72.
5-104. Ванюков М. П. и др. — «Журн. технической физики»,
1962, т. 32, вып. 3, с. 373—375.
5-105. Ванюков М. П. и др. — «Успехи научной фотографии»,
1964, т. 9, с. 116—120.
5-106. Жильцов В. П., Барченко И. В. — «Светотехника», 1967,
№ 2, с. 14—16.
5-107. Калачев Б. В. и др.—-«Светотехника», 1974, № 2, с. 14.
5-108. Кирсанов В. П. и др. — «Светотехника», 1963, № 10,
с. 18—20.
5-109. Дойников А. С. и др. — «Светотехника», 1975, Ms 4,
с. 11—13.
6- . Edgerton H. E. a. о. Proc, of 6-th Intern. Congr. on Iligh-
Speed Photography, Hague, 1963, p. 143.
6-2. Waszafc L.— «Microwaves», Laser technology section, 1969,
vol. 8, № 5, p. 130.
6-3. Кирсанов В. П. и др. — «Квантовая электроника», М., «Со-
ветское радио», 1973, № 6 (18), с. 43.
6-4. Подгаецкий В. М„ Скворцов Б. В- — «Квантовая электрони-
ка», 1972, № 4 (10), с. 82.
6-5. Бялко М. Г. и др. — «Квантовая электроника», 1974, т. 1,
№ 6, с. 1350.
6-6. McMahon J. М., Emmet J. L.— «IEEE Journal of Quantum
Electronics», 1973, vol QE-9, № 10, p. 992.
6-7. Васильев В. И., Маршак И. С. — «Сб. материалов по Ваку-
умной технике». М. — Л., Госэнергоиздат, 1958, вып. 14, с. 19—52
(Завод электровакуумных приборов, БТИ).
6-8. Кирсанов В. П. и др. — «Электронная техника», 1966, се-
рия 3, № 2, с. 25.
6-9. Rose D. — «Optical Spectra», 1970, vol. 4, № 2, p. 43—47.
6-10. Белоусова Л. E. и др. — «Инженерно-физический журн.»,
1965, т. 9, № 1, с. 105.
6-11. Rosolowski J. Н., Charles R. J. — «Journal of Applied Phy-
sics», 1965, vol. 36, № 5, p. 1792.
6-12. Ванюков M. П. и др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1969, т. 11, № 4, с. 726.
6-13. Lang К. R., Barnes F. S. — «Journal of Applied Physics»,
1964, vol. 35, № 1, p. 107.
6-14. Dugdale R. A. a. o. — «Brit. Journal of Applied Physics»,
1962, vol. 13, p. 508.
6-15. Белоусова Л. E. — «Светотехника», 1973, № 2, c. 12.
6-16. Афанасьев Ю. В., Крохин О. Н. — «Жури, эксперименталь-
ной и теоретической физики», 1967, т. 52, № 4, с. 966.
7-1. Козлов Н. А. и др. — «Электронная техника, сер. 10, Кван-
товая электроника», 1975, вып. 2, с. 53—57.
7-2. Дашук П. Н., Зайенц С. Л., Комельков В. С. и др. Техника
больших импульсных токов и магнитных полей. М., Атомиздат, 1970,
472 с.
7-3. Воробьев Г. А., Месяц Г. А. Техника формирования высоко-
вольтных импульсов. М., Госатомиздат, 1963. 169 с.
7-4. Шкуропат П. И. — «Журн. технической физики», 1969, т. 39,
вып. 7, с. 1256—1263.
7-5. Фрюнгель Ф. Импульсная техника. М. — Л., «Энергия»,
1965. 488 с.
7-6. Шкуропат П. И. — «Журн. технической физики», 1966, т. 36,
вып. 6, с. 1058—1064.
7-7. Месяц Г. А. и др.-—«Успехи физических наук», 1972, т. 107,
вып. 2, с. 201—228.
7-8. Плотников П. Ф., Аронович Р. М. — А. С. № 150930 (СССР).
Опубл, в «Бюл. изобрет. и товарных знаков», 1962, № 20.
7-9. Бердичевский А. М. и др. — «Обзоры по электронной техни-
ке», сер. «Электровакуумные и газоразрядные приборы». М.,
ин-т «Электроника», 1972, вып. 9 (62). 48 с.
7-10. Киселев Ю. В. — «Обзоры по электронной технике», сер.
«Газоразрядные приборы». М., ин-т «Электроника», 1969, вып. 12
(81), с. 13—18.
7-11. Germeshausen К. J. Англ, патент № 892022, опубл. 24.02.60.
7-12. Germeshausen К. J. Патент США № 3356888, опубл. 5.12.67.
7-13. Луцет Б. Я- и др. — «Светотехника», 1974, № 8, с. 14—16.
7-14. Щукин Л. И. — Всесоюзн. -иауч.-техн. конф. «Современное
состояние и перспективы развития высокоскоростной фотографии в
кинематографии и метрологии быстропротекающих процессов». Тези-
сы докладов. ВДНХ — Всесоюзн. науч.-исслед. ин-т оптико-физичес-
ких измерений. М., 1975, с. 106.
7-15. Горбенко Б. 3. и др. — «Приборы и техника эксперимента»,
1968, № 2, с. 169—173.
7-16. Голованов А. А. и др. — «Электронная техника», 1967, се-
рия 3, № 4, с. 32—39.
7-17. Исаенко В. И., Травлеев Г. Н. — «Приборы и техника
эксперимента», 1961, № 6.
7-18. Ванюков М. П. и др. — «Успехи научной фотографии»,
1964, т. IX, с. 121—125.
7-19. Ванюков М. П. и др. — «Журн. технической физики», 1962,
т. 32, № 6, с. 747.
7-20. Исаенко В. И. Исследование пространственно-временных
и частотных характеристик искрового разряда. Диссертация. Л., Го-
сударственный оптический институт, 1968.
7-21. Жильцов В. П. — «Светотехника», 1964, № 9, с. 9—14.
7-22. Жильцов В. П. и др. — «Светотехника», 1964, № 2,
с. 13—15.
7-23. Жильцов В. П., Барченко И. В. — «Светотехника», 1967,
№ 2, с. 14—16.
7-24. Жильцов В. П. Пути повышения частоты вспышек импульс-
ных источников света. Диссертация. Моск, энерг. ин-т, 1965.
7-25. Barrett L. Н. — «Electronics», 1959, № 32, р. 116.
7-26. Маршак И. С. и др. — «Светотехника», 1961, № 11,
с. 13—17.
7-27. Жильцов В. П. А. С. № 152040 (СССР). Опубл, в «Бюл.
пзобрет. н товарных знаков», 1962, Ns 23.
7-28. Жильцов В. П. — «Светотехника», 1963, № 7, с. 17—22.
7-29. Жильцов В. П., Лобов Л. Ф. — «Приборы и техника экспе-
римента», 1963, № 1, с. 101—104.
7-30. Ванюков М. П., Исаенко В. И. — «Приборы и техника экс-
перимента», 1958, № 6, с. 50.
7-31. Ванюков М. П. и др. — «Оптико-механическая промышлен-
ность», 1963, № 10, с. 78—82.
7-32. Friingel F. — «Explosivstoffe», 1957, № 4, S. 1—12.
7-33. Stenzel A., Thomer G. — «Journal of the Society of Motion
Pictures and Television Engineers», 1961, vol 70, p. 18—20.
7-34. Жильцов В. П., Слуцкий Е. X. — «Приборы и техника экс-
перимента», 1963, № 4, с. 132—135.
7-35. Germeshausen К. J. — «Journal of the Society of Motion Pic-
tures and Television Engineers», 1949, vol. 52, № 5, p. 24—32.
7-36. Rockwood С. C., Harvey W. P. — «Journal of the Society of
Motion Pictures and Television Engineers», 1954, vol. 63, № 8,
p. 64—66. „
7-37. Голостенов Г. A. — «Журн. научной и прикладной фото-
графии и кинематографии», 1956, т. 1, № 4, с. 286—294.
7-38. Edgerton Н. Е. Proc, of the 3-d Intern. Congr. on High-
Speed Photography», Butterworth, London, 1957, p. 51 56.
7-39 Ванюков M. П., Исаенко В. И. — «Светотехника», 1960,
Ns 3, с. 7—11.
7-40.брамян А. А., Агабабян M. M. — «Светотехника», 1974,
№ 4, с. 9.
7-41. Жильцов В. П. — «Светотехника», 1965, № 2, с. 5.
7-42. Саламандра Г. Д_, Набоко И. М., Севастьянова И. К_____
«Приборы и техника эксперимента», 1959, № 2, с. 124—127.
7-43. Саламандра Г. Д., Севастьянова И. К. — «Инженерно-фи-
зический журн.», 1960, т. 3, № 9, с. 31—36.
7-44. Ванюков М. П. и др. — «Светотехника», 1963, № 8, с. 20.
7-45. Лнбнн И. 1П. Некоторые вопросы разработки стробоскопи-
ческих приборов. Диссертация. Моск. Энерг. ин-т, 1962.
7-46. Васильев В. И. и др. — «Сб. материалов по вакуумной
технике», М. — Л., Госэнергоиздат, 1960, вып. 24, с. 43—58 (Завод
электровакуумных приборов, БТИ).
7-47. Волкова Г. А. — «Светотехника», 1973, № 9, с. 8—9.
7-48. Андреев Ю. П. и др. — «Вестник Московского университе-
та. Химия», 1974, № 4, с. 442—445.
7-49. Ботвинкин О. К., Запорожский А. И. Кварцевое стекло. М.,
Стройиздат, 1965. 260 с.
7-50. Действие ионизирующих излучений на неорганические стек-
ла. М., Атомиздат, 1968. 242 с. Авт.: Г. В. Бюргановская, В. В. Вар-
гин, Н. А. Леко, Н. Ф. Орлов.
7-51. Луцет Б. Я., Самодергнн В. А., Щукин Л. И. Обзоры по
электронной технике, сер. «Электровакуумные и газоразрядные при-
боры». М., Ин-т «Электроника», 1975, вып. 4 (287). 56 с.
7-52. Каталог шаровых импульсных ламп фирмы «Эджертон,
Гермесхаузен и Грир», США, Data Sheet № F10050-1, 4/73.
7-53. Симс, Васак.—-«Электроника» (пер. с англ.), т. 41, № 17,
1968, с. 19—24.
7-54. Каталог ксеноновых импульсных ламп с кварцевой обо-
лочкой фирмы «Эджертон, Гермесхаузен и Грир», США, Data
Sheet № Fl002-1, 3/73.
7-55. Каталог ксеноновых импульсных ламп с кварцевой оболоч-
кой фирмы ИЛЦ-технолоджи, США, 1974, бюллетень 1524.
7-56. Hoekstra Р., Meyer С. — «Philips Technical Review», 1959,
vol. 21, Ke 3, p. 73—87.
7-57. Stephens R. L., Hug W. F.— «Laser Focus», 1972, vol. 8,
Ke 7, p. 38—46.
7-58. Никифоров В. Г. — «Электронная техника. Квантовая элек-
троника», сер. 10, 1975, вып. 2, с. 64—69.
7-59. Белостоцкнй Б. Р., Любавский Ю. В., Овчинников В. М.
Основы лазерной техники. М., «Советское радио», 1972. 408 с.,
7-60. Гоухберг Д. А. — «Сб. материалов по вакуумной технике»,
М. — Л., Госэнергоиздат, 1956, вып. 8, с. 41—52 (Завод электрова-
куумных приборов, БТИ).
7-61. Морзеева М. С. и др. — «Электронная техника», сер. 6,
«Материалы», вып. 10, 1973, с. 62—66.
7-62. Луцет Б. Я. и др. — «Светотехника», Ке 8, 1974, с. 14—16.
8-1. Источники высокоинтенсивного оптического излучения. Си-
стема условных обозначений. ГОСТ 19685-74.
8-2. Источники высокоинтенсивного оптического излучения газо-
разрядные импульсные. Основные параметры. ГОСТ 17399-72.
8-3. Любимов М. Л. Спаи металла со стеклом. М., «Энергия»,
1968. 280 с.
8-4. Спаи стекла с металлом и керамикой. Ч. IV. — Тематический
указ. лит. № 4 (7). М., ЦНИИ «Электроника», 1972. 25 с.
8 5. анка кварца с металлом. — Библиогр. указ. лит. М.,
ЦНИИ «Электроника», 1972. 5 с.
8-6. Андреев Ю. П. н др. А. С. №.-347767 (СССР). Опубл, в б(ол.
«Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки» 1972
№ 23, с. 204. ’
8-7. Рохлин Г. Н. Газоразрядные источники света.. М., «Энер-
гия», 1966. 560 с.
8 8. Stommel А. М.— «Signal» (USA), 1972, vol. 26, № 6
р. 32—33.
8-9. Reed L., MacRae R.— «American Ceramic Society Bull»
June 1969, p. 611—613.
8-10. Мнускин В. E. и др. А. С. № 187165 (СССР). Опубл, в бюл.
«Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки», 1966, № 20, с. 83.
8-11. Казаков Н. Ф. и др. — «Электронная техника», сер 14,
1968, вып. 3 (11), с. 25.
8-12. Игнатьев В, Г. и др. — «Светотехника», 1969, № 11,
с. 17—18.
8 13. Малашенков В. А. и др.— А. С. № 314252 (СССР). Опубл,
в бюл. «Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки»,
1971, № 27, с. 194.
8 14. Малашенков В. А. и др. — А. С. № 378997 (СССР). Опубл,
в бюл. «Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки»,
1973, № 19, с. 152.
8-15. Verheiden L. — «Journal of Physics», 1968, ser. E, vol 1,
p. 145.
8-16. Рубцов M. И. н др. A. C. № 408394 (СССР). Опубл, в бюл.
«Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки», 1973,
№ 47, с. 196.
9 1. Вассерман А. Л., Скворцов В. В. — В кн.: Успехи научной
фотографии. М. — Л., «Наука», 1964, т. 9, с. 20—25.
9-2. Экономичные электронные фотовспышки. — «Электроника»
(пер. с англ.), 1973, № 2, с. 3—4.
9-2а. Жильцов В. П. н др. — «Светотехника», 1975, № 9,
с. 15—16.
9-3. Богданов Н. Н. н др. — Московский энергетический инсти-
тут. Докл. науч.-техн. конф, по итогам науч.-исслед. работ за 1966—
1967 гг., секция электронной техн., подсекция пром, электроники.
М., 1967, с. 14—26.
9-4. Лаптев Н. Н. и др. А. С. № 151382 (СССР). Опубл, в «Бюл.
изобрет. и товарных знаков», 1962, № 21.
9-5. Лаптев Н. Н. и др. А. С. № 153935 (СССР). Опубл, в «Бюл.
изобрет. и товарных знаков», 1963, № 8.
9-6. Нежданов И. В., Монн В. С. А. С. № 182766 (СССР).
Опубл, в бюл. «Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки», 1968,
Ке 12.
9-7. Рогинский В. Ю. Современные источники питания. М.,
«Энергия», 1969, с. 104.
9-8. Вертинов А. И. и др. — «Электричество», 1967, № 8,
с. 54—61.
9-9. Mostov Р. М. а. о. — «Proc, of the Institute of Radio Engi-
neering», 1961, № 5, p. 941—948.
9-9a. Булатов О. Г., Иванов В. С., Панфилов Д. И. Тиристорные
схемы включения высокоинтенсивных источников света. М., «Энер-
гия», 1975. 176 с.
9-10. Смирнов С. М. — «Электричество», 1961, № 10, с. 60—64.
9-11. Лебедев Л. ф. Исследование емкостных накопителей энер-
гии для импульсных источников света. Диссертация. Моск, энерг.
ин-т, 1970..
9-12. Лебедев Л. Ф. — «Светотехника», 1969, № 3, с. 10—14.
9-13. Иванова Н. Л., Сенилов Г. Н. Моск, энерг. ин-т. Доклады
науч.-техн. конференции по итогам НИР за 1966—1967 гг. Подсек-
ция проблемной лаборатории по постоянным магнитам, 1967,
с. 333—368.
9-14. Сенилов Г. Н. и др. А. С. № 288596 (СССР). Опубл, в бюл.
«Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки», 1972,
№ 36.
9-15. Лебедев Л. Ф. — «Светотехника», 1969, № 7, с. 18:—20.
9-16. Лебедев Л. Ф. — «Светотехника», 1970, № 6, с. 14—16.
9-17. Краснопольский А. Е., Лебедев Л. Ф. — А. С. № 307470
(СССР). Опубл, в бюл. «Открытия. Изобретения. Пром, образцы.
Товарные знаки», 1971, № 20.
9-18. Фридман Б. Э. Труды научно-исслед. проектно-конструкт.
ин-та технологии машиностроения. Л., 1967, № 4.
9-19. Freed R., Khvans L. S.— «Electronic Industries», 1961, vol.
20, № 4, p. 94—98.
9-20. Rees L. T.— «Transactions of the Institute of Electrical and
Electronic Engineers on Industry and General Applications», 1969,
vol. 5, № 5, p. 600—606.
9-21. Rees L. T. Capacitor charging from batteries with DC-DC
convertors. — «Transactions of the Institute of Electrical and Electronic
Engineers on Industry and General Applications», Group 3-d Confe-
rence Rec. Sept.—Oct. 3, 1968, p. 827—837.
9-22. Early H. C., Walker R. C. Conference on Extremely High
Temperatures Boston, Mass., March, 1958.
9-23. Koch W. 4-th Symposium on Engineering Problems in Ther-
monuclear Research. Frascati, Rome, May 23—27, 1966, p. 27.
9-24. Реймерс А. В. и др. — «Электричество», 1970, № 4,
с. 84—85.
9-25. Реймерс А. В. и др. — «Электричество», 1969, № 6,
с. 81—82.
9-26. Эймни Л. Д., Видерхольд П. Р. — «Приборы для научных
исследований» (пер. с англ.), 1964, № 6, с. 78—82.
9-27. Федотов Л. Н. и др. — «Электричество», 1971, № 10.
9-28. Вертинов А. И. и др. — «Журн. технической физики», 1971,
т. 41, вып. 7, с. 1443—1451.
9-29. Тезисы докл. Всесоюзного совещ. по инж. проблемам
управляемого термоядерного синтеза. Л., Изд. науч.-иссл. ин-та
электрофизической аппаратуры им. Д. В. Ефремова. 1974, с. 312.
9-29а. Конжер н др. «Приборы для научных исследований» (пер.
с англ.), 1967, № 11, с. 47—49.
9-30. Войтенко А. Е. и др. — «Приборы и техника эксперимен-
та», 1973, № 3, с. 177.
9-31. Королев Е. А., Хазов Л. Д.—«Журн. прикладной спектро-
скопии», 1967, т. 6, вып. 4, с. 467—470.
9-32. Griffen W. J. — «Journal of the Society of Motion Pictures
and Television Engineers», 1957, vol. 66, p. 127—129.
9-33. Thackerey D. P. C. Proc, of the 3-d Intern. Congr. on High-
Speed Photography. Butterworth, London, 1957, p. 21—29.
9-34. Gladis J. B. a. o. — «Rev. Sci. Instruments», 1956, vol. 27,
№ 2, p. 83.
9-35. Андреев С. И., Ванюков М. П. — «Успехи научной фото-
графии», 1964, т. 9, с. 153—158.
9-36. Андреев С. И. н др. — «Успехи научной фотографии» 1964
т. 9, с. 147—150.
9-37. Bogen Р., Conrads Н. Proc, of the 7-th Congr. on High-
Speed Photography. Ziirich, 1965, Darmstadt, Helwich, 1967, p. 68—71.
9-38. Андреев С. И. н др. — «Журн. прикладной спектроскопии»,
1966, т. 5, вып. 6, с. 712—717.
9-39. Салищев А. И. — «Успехи научной фотографии», 1959, т. 6,
с. 155. '•
9-40. Маршак И. С. А. С. № 116564 (СССР). Опубл, в «Бюл.
изобр. и товарных знаков», 1958, № 12, с. 165.
9-41. Фольрат К. — В кн.: Физика быстропротекаюгцих процес-
сов. (Пер. с нем.) под ред. Н. А. Златина. М., «Мир», 1971, т. 1,
с. 96—199.
9-42. Thorwart W. а. о. Proc, of the 7-th Congr. on High-Speed
Photography, Ziirich, 1965, Darmstadt, Helwich, 1967, p. 51—55.
9-43. High-voltage capacitors, San-Diego, California, 1967. Max-
well Laboratories.
9-44. Беспалов В. Д., Конотоп В. В. — «Электротехническая про-
мышленность. Аппараты высокого напряжения, трансформаторы, си-
ловые конденсаторы», 1974, вып. 3 (35), с. 16—17.
9-45. Беспалов В. Д., Конотоп В. В. — «Электротехника», 1974,
№ 1, с. 51—54.
9-46. Ануфриев Ю. А., Картышев Б. П. — «Электронная промыш-
ленность», 1974, № 4, с. 78—81.
9-47, Космарский Л. Н. и др. — В кн.: «Электрофизическая
аппаратура и электрическая изоляция». М., «Энергия», 1970,
с. 170—176.
9-47а. Киселев Ю. В., Черепанов В. П. Искровые разрядники.
М., «Советское радио», 1976. 72 с.
9-48. Дашук П. Н., Кичаева Г. С. Тезисы докл. Всесоюз. сове-
щания по инженерным проблемам управляемого термоядерного син-
теза. Научно-иссл. ин-т электрофизической аппаратуры им. Д. В. Еф-
ремова. Л., 1974, с. 141—142.
9-49. Потокнн В. С. — «Электричество», 1973, № 6, с. 74—77.
9-50. Конотоп В. В. Основы проектирования высоковольтных им-
пульсных устройств. Ч. 1. Изд-во Харьк. политехи, ин-та, 1973. 142 с.
9-51. Прохоров Е. Н. Моск, энерг. ин-т. Докл. науч.-техн. конф,
по итогам НИР за 1966—1967 гг. Секция электроэнергетическая,
подсекция техники высоких напряжений, 1967, с. 127—131.
9-52. Техника больших импульсных токов и магнитных полей.
Под ред. В. С. Комелысова. М., Атомиздат, 1970. 472 с.
9-53. Арш А. М„ Хромой Ю. Д., Антохин Р. Г., Сербинов А. М.
Тезисы докладов Всесоюз. совещания по инженерным проблемам
термоядерного синтеза. Научно-иссл. ин-т электрофизической аппа-
ратуры им. Д. В. Ефремова. Л., 1974, с. 194—195.
9-54. Калантаров П. Л., Цейтлин Л. А. Расчет индуктивностей.
Л., «Энергия», 1970. 416 с.
9-55. Ward W. А. Пат. США № 3355625.
9-56. Жильцов В. П., Иванов Ю. П. А. С. № 192941 (СССР).
Опубл, в бюл. «Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки»,
1967, № 6.
9-57. Жильцов В. П., Полосин-Д. П. — «Светотехника», 1973,
№ 6, с. 12—13.
-5 . Асеев Б. II. Колебательные цепи. Изд. 3. М., Связьиздат
1955. 462 с.
9-59. Крылов Н. Н. Теоретические основы радиотехники. М.—Л.,
«Морской транспорт», 1953. 552 с.
9-60. Конторович М. И. Операционное исчисление и нестацио-
нарные явления в электрических цепях. М., Гостехиздат, 1955. 230 с.
9-61. Вассерман А. Л. Исследование и методы расчета пускоре-
гулирующих устройств для мощных трубчатых ксеноновых ламп.
Диссертация. Моск, энерг. ин-т, 1968.
9-62. Желтов К. А. — «Электричество», 1970, № 11, с. 63—66.
9-62а. Pettifer R. Е. W. а. о. «Journal of Phisics Scientific Instru-
ments», 1975, vol. 8, № 10, p. 875—877. .
9-63. Андреев С. И. и др. — «Приборы и техника эксперимента»,
1962, № 3, с. 89—92.
9-64. Архина Л. П. Импульсный трансформатор. — «Информ,
листок». М„ 1973, № 73, 1701, с. 2 (ВИМИ).
9-65. Ицхоки Я. С. Импульсные трансформаторы. М., «Советское
радио», 1950. 480 с.
9-66. Ицхоки Я. С. Импульсная техника. М., «Советское радио»,
1949. 728 с.
9-67. Евтнхиев Н. Н. и др. —А. С. № 415761 (СССР). Опубл,
в бюл. «Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки»,
1974, № 6.
9-68. Girard J. М. — «Lux», 1972, Octobre, № 69, р. 322—332.
9-69. Schmid A., Scheddin Н. Е.— «Konstr. Elem. Meth.», 1971,
Bd 8, №3, S. 102—110.
9-70. Schiitze P. — «Radio-Fernsehen-Elektronik», 1970, Bd 19,
№ 74, S. 814—816.
9-71. Дульзон А. А. и др.— В сб. «Техника высоких напряже-
ний». Изд-во Томского университета, 1973, с. 101—104.
9-72. Месеняшин А. И. — «Известия вузов СССР. Энергетика»,
1973, № 7, с. 26—32.
9-73. Месеняшнн А. И. — «Электротехника», 1971, №6, с. 13—14.
9-74. Месеняшнн А. И. — «Известия вузов СССР. «Энергетика»,
1970, № 9, с. 36—41.
9-75. Гончаренко Г. М. — «Труды Моск, энерг. ин-та, Электро-
энергетика», 1963, вып. 45. 248 с.
9-76. Кучинский Г. С. Высоковольтные импульсные конденсато-
ры. Л., «Энергия», 1973. 176 с.
9-77. Борисоглебский П. В., Кудратнллаев А. С. — «Изв. АН
УзССР, сер. техн, наук», 1965, № 4, с. 11—18.
9-78. Кудратнллаев А. С. — «Изв. АН УзССР, сер. техн, наук»,
1967, вып. 1, с. 16—21.
9-79. Борисоглебский П. В., Кудратнллаев А. С. Моск, энерг.
пн-т. Докл. науч.-техн. копф. по итогам НИР за 1966—1967 гг. Сек-
ция электроэнергетическая, подсекция техники высоких напряжений,
1967, с. 56—62.
9-80. Дашук П. Н. Исследование и разработка основных элемен-
тов емкостных генераторов больших импульсных токов. Диссерта-
ция. Ленинградский политехи, ин-т, 1963.
9-81. Бердичевский А. М. и др. — Обзоры по электронной техни-
ке, сер. «Электровакуумные и газоразрядные приборы», вып. 9 (62),
1972. М., Ин-т «Электроника». 50 с.
9-82. Корсунцев А. В. Токоограничивающие плавкие предохра-
нители для защиты конденсаторных батарей высокого напряжения
от повреждений при пробое конденсаторов, диссертация, ленинград-
скнй политехи, ин-т, 1952.
9-83. Подмазов А. В. и др. — «Электричество», 1972, № 11,
с. 82—83.
9-84. Гончаренко Г. М. и др. — Докл. науч.-техн. конф. Моск,
энерг. ин-та по итогам НИР за 1966—1967 гг. Секция электроэнерге-
тическая, подсекция техники высоких напряжений. М., Моск, энер-
гетический ин-т, 1967, с. 143—151.
9-85. Кульгавчук В. М. — «Приборы и техника эксперимента»,
1966, № 2, с. 159—163.
9-86. Руденко А. А. и др. Тезисы докладов на Всесоюзном со-
вещании по инженерным проблемам управляемого термоядерного
синтеза. Научно-пссл. ин-т электрофизической аппаратуры. Л., 1974,
с. 143—144.
9-87. Гейс В. Г., Mop X. К. Взрывающиеся проволочки. Пер.
с англ. М., Изд-во иностр, лит., 1963. 341 с.
9-88. Ананьев Ю. А. и др. А. С. № 421084 (СССР). Опубл,
в бюл. «Открытия. Изобретения. Пром, образцы. Товарные знаки»,
1974, № 11.
9-89. Браун Д. — «Приборы для науч, исследований» (пер.
с англ.) 1971, вып. 9, с. 6—10.
9-90. Баратов Д. Г. и др. — «Приборы и техника эксперимента»,
1974, № 5, с. 91—92.
10-1. Волькенштейн А. А., Кувалдин Э. В. Фотоэлектрическая
импульсная фотометрия. Л., «Машиностроение», 1975. 192 с.
10-2. Фотоэлектронные приборы. М„ «Наука», 1965. 592 с. Авт.:
Н. А. Соболева, А. Г. Берковский, Н. О. Чечек, Р. Е. Елисеев.
10-3. Импульсная фотометрия, сборник статей. Л., «Машино-
строение», 1969. 152 с.
10-4. Импульсная фотометрия, сборник статей, вып. 2. Л., «Ма-
шиностроение», 1972. 200 с.
10-5. Импульсная фотометрия, сборник статей, вып. 3. Л., «Ма-
шиностроение», 1973. 183 с.
10-6. Импульсная фотометрия, сборник статей, вып. 4. Л., «Ма-
шиностроение», 1975. 248 с.
10-7. Моро-Ано М., Фотометрия кратковременных и переменных
световых явлений. М. — Л., Оборонгиз, 1939. 119 с.
10-8. Смит Р., Джонс Ф., Чесмер Р. Обнаружение и измерение
инфракрасного излучения. М., Изд-во иностр, лит., 1959. 448 с.
10-9. Луизов А. В. Инерция зрения. М., Оборонгиз, 1961. 248 с.
10-10. Шишловский А. А. Прикладная физическая оптика. М.,
Физматгпз, 1961. 822 с.
10-11. Нагибина И. М„ Прокофьев В. К. Спектральные приборы
и техника спектроскопии. М. — Л., Машгнз, 1963. 271 с.
10-12. Зайдель А. Н., Островская Г. В., Островский Ю. И. Тех-
ника и практика спектроскопии. М., «Наука», 1972. 375 с.
10-13. Павлов А. В., Черников А. И. Приемники излучения авто-
матических оптико-электронных приборов. М., «Энергия». 1972.
240 с.
10-14. Барышников В. Г. Вопросы прохождения светового и фо-
гоэлектрического импульсов через измерительный тракт и разработ-
ка аппаратуры для фотометрирования импульсных ламп. Диссерта-
ция. ВЭИ им. В. И. Ленина. М., 1966.
10-15. Кувалдин Э. В. Фотоэлектрическое фотометрнрование пе-
сочников импульсного излучения. Диссертация. Моск, энерг. ин-т,
1969.
10-16. Edgerton FL E. — «Electronics», 1948, voL 21,June,
p. 78—81.
10-17. Соболева H. А., Меламид A. E. Фотоэлектронные прибо-
ры. M., «Высшая школа», 1974. 376 с.
10-18. Маршак И. С. — Сб. материалов по вакуумной технике.
М.— Л., Госэнергоиздат, 1957, вып. 11, с. 3—23 (Моск, з-д электро-
вакуумных приборов, БТИ).
10-19. Blondel A., Rey J. — «Compte rendus d’Academie de Scien-
ce», 1916, t. 162, p. 861.
10-20. Baumgardt E. — «Rev. d’optique», 1949, t. 28, № 12, p. 661.
10-21. Фольб P. Л. Основы визуальной проблесковой сигнализа-
ции. М., «Машиностроение», 1964, 200 с.
10-22. Маршак И. С., Фейгенбаум М. Г. — «Светотехника», 1958,
№ 4, с. 16—19.
10-23. Фольб Р. Л. — «Светотехника», 1958, № 12, с. 11—16.
10-24. Маршак И. С., Фейгенбаум М. Г. — «Светотехника», 1959,
№ 3, с. 17—22.
10-25. Маршак И. С., Цыпкин Н. К. — «Светотехника», 1958,
№ 6, с. 21—22.
10-26. Фольб Р. Л. — «Светотехника», 1960, № 8, с. 14—19.
10-27. Дойников Al С. и др. — В кн.: Импульсная фотометрия,
сб. 2. Л., «Машиностроение», 1972, с. 193—194.
10-28. Тнходеев П. М. Световые измерения в светотехнике (фо-
тометрия). М. — Л., Госэнергоиздат, 1962. 464 с.
10-28а. Стаськевич В. — «Светотехника», 1973, № 4, с. 10—12.
10-29. Дойников А. С. и др.— В кн.: Импульсная фотометрия,
сб. 4. Л., «Машиностроение», 1975, с. 65—67.
10-30. Эпштейн М. И. Спектральные измерения в электровакуум-
ной технике. М., «Энергия», 1970. 144 с.
-10-31. Деменик И. В. н др. — «Журн. прикладной спектроско-
пии», 1970, т. 13, вып. 4, с. 740—744.
10-32. Заха М. А. — «Электроника» (пер. с англ.), 1972, № 23,
с. 32—40.
ИМПУЛЬСНЫЕ
ИСТОЧНИКИ
СВЕТА
Под общей редакцией
И. С. МАРШАКА
МОСКВА • «ЭНЕРГИЯ» • 1978
6П2.19
И 54
УДК 621.32
\Иммануэль Самойлович Маршак.\, Александр Сергеевич
Дойников, Валентин Павлович Жильцов, Владимир Петрович
Кирсанов, Реомар Ефимович Ровинский, Лев Исаевич Щукин,
Моисей Генахович Фейгенбаум
Импульсные источники света
Редактор В. С. Литвинов
Редактор издательства И. В. Антик
Переплет художника В. И. Карпова
Художественный редактор Д. И. Чернышев
Технический редактор О. Д Кузнецова
Корректор И. А. Володяева
ИБ № 1199
Сдано в набор 19/V 1977 г. Подписано к печати 16/XII 1977 г. Т-20348
Формат 84X108’/s2. Бумага типографская № 2. Усл. печ. л. 24,78.
Уч.-нзд. л. 28,59. Тираж 9000 экз. Зак 151. Цена 1 р. 60 к.
Издательство «Энергия», Москва, М-114,
Шлюзовая наб., 10
Владимирская типография Союзполиграфпрома
при Государственном комитете Совета Министров СССР
по делам издательств, полиграфии и книжной торговли
600000, г. Владимир, Октябрьский проспект, д. 7
Импульсные источники света/[Маршак И. С.,
И 54 Дойников А. С., Жильцов В. П. и др.]; Под общ.
ред. И С. Маршака. — 2-е изд., перераб. и доп. —
М.: Энергия, 1978. — 472 с., ил.
Авт. указ, на обороте т. л.
В книге рассматриваются вопросы физической теории импульсного
разряда в газах при высоком давлении, а также основные параметры,
конструктивные особенности н схемы включения импульсных источни-
ков оптического излучения, нашедших широкое применение в фотогра-
фии, квантовой электронике, светосигнальной аппаратуре, автоматике
н других отраслях науки и техники.
Книга рассчитана иа инженеров-светотехников н спецналнстов, ра-
ботающих с импульсными источниками света в названных отраслях.
„ 30310-004
И-------------
051(01)-78
125-77
6П2.19
©-Издательство «Энергия», 1978