Месяц Г. А.
Генерирование мощных наносекундных импульсов
УДК (^1.373 I 621Д74 | 1)21.333
.Месяц Г, Л. Генерирование мощных наносекундных импульсов.
М., «(лиг радио», (974. 256 с.
Книга посвящена описанию методов генерирования мощных на-носекупдных импульсов напряжения, тока и электронных пучков и содержит л значительной части обзор оригинальных исследований автора и его сотрудников. Рассматриваются физические процессы, происходящие при разряде в газе и вакууме в наносекундном диапазоне. Анализируются переходные процессы в линиях передачи, принципы построения коммутаторов и обострителей, использующих различные тины разрядников и ферритовые элементы. Приводится расчет формы мощных наносекундных импульсов, полученных с помощью различных активных элементов. Описываются диоды генераторов мощных наносекундных импульсов электронных пучков, а также некоторые из таких генераторов.
Книга предназначена для инженеров, занимающихся разработкой мощной импульсной аппаратуры, физиков-экспериментаторов, работающих с приборами, использующими кратковременные электрические и магнитные поля и интенсивные потоки электронов, она может быть полезна аспирантам и студентам вузов.
Рис. 130, табл. 5, библ. 314 назв.
Редакция радиотехнической литературы
ГЕННАДИЙ АНДРЕЕВИЧ МЕСЯЦ ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ
Редактор 7’. М. Бердичевская
Художественный редактор 3. Е. Вендроиа Обложка художника О. В. Камаева Технический редактор А. А. Белоус Корректор 3. Г. Галушкина
Сдано в набор 18/VI 1973 г. Подписано в печать 16/XI 1973 г. Т-18033
Формат 84x108/з2	Бумага-машиномелованная
Объем 13,44 усл. п. л.,	14,609 уч.-изд. л.
Тираж 5 500 экз.	Зак. 343	Цена 93 коп.
Издательство «Советское радио», Москва, Главпочтамт, а/я 693
Московская типография № 10 Союзполиграфпрома при Государственном комитете Совета Министров СССР по делам издательств, полиграфии и книжной торговли. Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10.
. 0341 001
М 046 (01)-74	23‘73
© Издательство «Советское радио», 1974 г.
Предисловие
В последние годы возрос интерес ученых и инженеров к методам генерирования мощных наносекундных импульсов, так как генераторы мощных наносекундных импульсов можно применять для решения таких задач, как создание мощных импульсных лазеров, установок для быстрого нагрева плазмы, генерирования мощных электронных пучков и т. д. Широкие перспективы применения таких генераторов обусловлены тем, что они способны реализовать за промежутки времени в единицы и десятки наносекунд огромные энергии от сотен i/Коулей до мегаджоулей и поэтому являются источниками огромной мощности. Уже сейчас имеются установки мощностью порядка 1013 Вт [314].
Особый интерес, проявляемый в последние годы .. генераторам мощных наносекундных импульсов, вы-ван возможностью их использования для получения ющиых наносекундных электронных пучков, применяемых в экспериментах по термоядерному синтезу, по кол-)гктнвному методу ускорения заряженных частиц, для олучсиия мощных импульсов жесткого тормозного из-> чения и т. д. Генераторы наносекундных импульсов •ысоксго напряжения сделали реальным создание таких рпборов, как трековые искровые камеры — новые детек-фы заряженных частиц [6]. Они применяются также радиолокации, при исследовании быстропротекающих роцсссов в электрических разрядах, в высокоскорост-)П фотографии, для быстрого управления потоками  ряженных частиц в ускорителях, в различных облаял квантовой электроники и т. д. Сейчас вообще труд-> найти область современной физики, имеющей дело высокими электрическими или магнитными импульсными тлями, с потоками заряженных частиц или электромагнитных воли, где в той или иной мере не применялись бы мощные высоковольтные наносекундные импульсы. Поэтому во многих лабораториях изготовляются и используются генераторы мощных наносекундных импульсов, а в научных журналах появляется много статей на эту тему.
При написании книги автор ставил целью не только описать методы генерирования импульсов, но и познакомить читателя с физическими процессами в коммутаторах и- обострителях генераторов тока и напряжения, а также в диодах генераторов электронных пучков и установить влияние этих процессов на параметры импульсов. Это необходимо, так как известные обзоры и монографии по и а посекундной импульсной технике или уже устарели, или посвящены только узкому кругу вопросов. В работах [1—3] описываются методы генерирования импульсов малой мощности. В обзоре [4] и книге [5] излагались методы генерирования импульсов, разработанные до 1961 г. Работа [6] посвящена только описанию генераторов высоковольтных и сверхвысоковольтных наносекундных импульсов, а работа (7]— методу формирования импульсов с помощью ударных электромагнитных волн.
В настоящей книге значительное место занимает описание работ, выполненных за последние 15 лет автором и другими исследователями вначале в Томском политехническом институте, а затем в отделе электроники института оптики атмосферы Сибирского отделения АН СССР. В ней нашли отражение также некоторые отечественные и зарубежные работы, опубликованные до конца 1972 г. Работа не претендует на полноту, хотя основные принципы генерирования и преобразования мощных наносекундных импульсов освещены в ней достаточно полно.
Значительное место (гл. 1—3) отведено описанию физических процессов, происходящих при разряде в газе и вакууме в наносекундном диапазоне, знание которых необходимо для создания активных элементов генераторов, а .также для выбора электрической изоляции при их разработке. В гл. 4 анализируются переходные процессы в линиях передачи и описываются схемы генераторов импульсов с линиями. В гл. 5 и 6 описаны различные типы мощных наносекундных коммутаторов и обострителей. В гл. 7 рассмотрены генераторы с коммутирующими разрядниками в сжатом газе, в гл. 8 — генераторы с индуктивными накопителями, а в гл. 9—генераторы с ферритами. В гл. 10 и 11 анализируется работа генераторов наносекундных импульсов большого и весьма большого (до 106 А) тока, в гл. 12 —
4
работа генераторов мощных наносекундных электронных пучков и источников жесткого тормозного излучения.
В книге используется в основном система единиц СИ. Исключение составляет давление, которое обозначается в мм рт. ст., если давление газа ниже атмосферного, и в атм, если выше. Кроме того, в большинстве случаев длина измеряется в сантиметрах. Это объясняется тем, что практически во всех работах'по электрическим разрядам давление и длина измеряются в этих едйницах.
Автор считает своим приятным долгом поблагодарить В. В. Кремнева и Ю. Ф. Поталицына за помощь в работе над рукописью, а также Д. И. Проскуровского, Р. Б. Бакшт и С. П. Бугаева, совместно с которыми были написаны соответственно гл. 3, 9 и 12. Гл. 8 была напитана Ю. А. Котовым. Автор благодарит профессора JL А. Сена и профессора Г. В. Глебовича за ряд полезных замечаний при рецензировании рукописи, которые пыли учтены при окончательной ее доработке.
Глава 1
НЕКОТОРЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ ПРОБОЯ ГАЗОВ
1.1. Введение
Подавляющее большинство генераторов мощных наносекундных импульсов имеет в качестве коммутаторов газовые искровые разрядники. Поэтому большое влияние на процесс формирования импульсов в таких генераторах оказывают процессы, происходящие в разрядном промежутке. Начальная стадия разряда, от момента приложения импульса до начала образования проводящей плазмы, определяет время и стабильность срабатывания разрядника. Скорость процесса образования в промежутке плазмы с высокой проводимостью определяет крутизну фронта импульса (чем она выше, тем короче фронт импульса). Предельная частота устойчивого срабатывания импульсного генератора определяется временем восстановления электрической прочности промежутка. Кроме того, при использовании разрядников важно знать, от чего зависит пробивное напряжение искрового проме- -жутка.
Развитие разряда в газовом промежутке начинается с появления у катода инициирующих электронов с последующим ростом тока, обусловленным процессом ударной ионизации. Ток г, протекающий в разрядном промежутке, растет по экспоненциальному закону
z — zoe ,	(1.1)
где /о — ток начальных инициирующих электронов; х— длина пути, пройденного электронами в лавине; а — коэффициент ударной ионизации, характеризующий число новых электронов, создаваемых первичным электроном при прохождении 1 см пути в направлении поля. Иногда вместо а используют коэффициент т), который означает число новых электронов, создаваемых первичным электроном при прохождении разности потенциалов 1 В, т. е.
т] = а/Е,
где, Е — напряженность электрического поля в промежутке. Величины т] и а/p являются однозначной функ-
6
цией Е/р, где р — давление газа. Наряду с процессом ударной ионизации молекул газа в промежутке происходят неупругие столкновения других типов, такие, например, как возбуждение с последующим испусканием фотонов или переход молекулы в метастабильное состояние.
Существуют два механизма разряда в зависимости от характера его дальнейшего развития.
1. Медленный механизм, для которого требуется образование большого числа электронных лавин (таунсен-довский механизм).
2. Быстрый стримерный механизм, при котором уже первая лавина приводит к пробою. Иногда стримерный механизм называют канальным, так как непосредственно первичная электронная лавина переходит в стример, который позже переходит в канал искры.
Существуют различные варианты этих механизмов. В частности, при пробое газа высокого давления (порядка 103 мм рт. ст. и более) под воздействием высоковольтного наносекундного импульса к газовому промежутку можно приложить высокое электрическое поле (более 105 В/см). Механизм разряда при этом, как будет показано ниже, существенно отличается как от стримерного, так и от таупссндовского. Или, например, можно создать такой разряд, когда сначала процесс протекает в соответствии с тауисепдовским механизмом, а заканчивается появлением канала искры. В этом случае конечную стадию можно будет охарактеризовать как стримерную. Познакомимся более подробно с каждым из этих механизмов разрядов.
1.2. Развитие разряда в газе
Положительные ионы, фотоны или метастабильные атомы вызы-t.itoT вторичную эмиссию электронов с катода. Кроме того, фотоны ы ujnaior фотоионизацию газа. Вторичные электроны образуют ноне лппины и новые вторичные электроны. При достаточно высоком пм|||>ижс|||111 пп искровом промежутке такой процесс роста тока за-kairiiihacrcH электрическим пробоем, который характеризуется спадом напряжения на промежутке, обусловленном образованием проводящей плазмы между катодом и анодом. Одна из основных проблем физики газового разряда заключается в том, чтобы понять, ак создастся высокая проводимость между катодом и анодом.
В таунсспдовском механизме разряда основная роль отводится । торичпой эмиссии электронов с катода и последовательному процес-v генерации электронных лавин [8, 9]. Если вторичные электроны возникают в результате бомбардировки катода положительными
7
ионами, то для однородного поля ток I электронов, приходящих на анод, определится из соотношения
i = ioead/[ \ - - г (ем'- 1)],
(1.2)
где d — длина искрового промежутка, i0 — ток электронов с катода, создаваемый каким-либо внешним источником; у — число вторичных электронов с катода, приходящихся на один положительный ион.
При у--0 равенство (1.2) переходит в (1.1). Выражение, близкое к .(1.2), получается, если вторичная эмиссия электронов обусловлена действием фотонов [8]. Поэтому сейчас принято характеризовать различные типы вторичной эмиссии коэффициентом у, который является функцией Е/р и определяется сортом газа, материалом катода и состоянием его поверхности.
Согласно теории Таунсенда условие, при котором знаменатель выражения (1.2) обращается в нуль, является условием возникновения разряда. При этом
у (earf — 1) — 1.
(1.3)
Обычно earf 1, поэтому выражение (1-3) примет вид
(1-4)
Если yead<l, то разряд будет несамостоятельным. При этом разрядный ток i прекратится, если начальный ток 10 уменьшить до нуля. Если yearf 1, то число ионов еа^, созданных одной лавиной в разрядном промежутке от одного инициирующего электрона таково, что может образоваться один вторичный электрон, который продолжит развитие разряда. Таким образом, разряд будет самостоятельным. Условие (1.4) является в механизме Таунсенда условием зажигания разряда. При увеличении напряженности электрического поля в газовом промежутке, большем, чем это следует из (1.4), получим Yead>l. При этом ионизация из-за последовательной генерации лавин будет носить кумулятивный характер. Скорость развития разряда будет увеличиваться с ростом yeaGf .
Условие (1.4) позволяет определить пробивное напряжение разрядного промежутка, если известны зависимости a,/p = Fl (Е/р); у = = F2(£/p). Подставив их значения в (1.4), при напряжении зажигания разряда U = Ed получим
F2 (U/pd)	L
(1-5)
Из (1.5) следует, что
U=F(pd).
(1.6)
Справедливость зависимости (1.6) была доказана экспериментально еще до появления теории Таунсенда. Такие зависимости называются законом Пашена, который заключается в следующем: если произведение длины разрядного промежутка и давления газа остается постоянным, то величина пробивного напряжения также постоянна.- На рис. 1.1 приведены кривые Пашена для некоторых газов. Теория Таунсенда при использовании конкретных функций Fi(E/p), F2(E[p) правильно предсказывает зависимость U от pd только при низких давлениях газа. При больших давлениях газа и напряжениях закон §
11 пшена тоже соолюдается, но теоретические кривые U=±F(pd) по теории Таунсенда не согласуются с экспериментальными.
Основное отличие стримерного механизма разряда от таунсен-довского состоит в том, что пространственный заряд лавины может сам трансформировать лавину в плазменный стример. Проследим его развитие [8—10]. Электроны в лавине вызывают не только ударную ионизацию, но и возбуждение газовых молекул и атомов. Возбужденные молекулы или атомы, приходя в нормальное состояние, испускают кванты света, которые вызывают фотоионизацию газа с появлением фотоэлектронов. Электронная лавина, достигнув ано-
рсЦсм-мм рт.ст.
Рис. 1.1. Зависимость напряжения пробоя от величины произведения /д/ для различных газов (кривые Пашена).
Ш оставляет вблизи его поверхности положительные ионы, заряд которых создает дополнительное поле с напряженностью Возникшие пблпзн анода фотоэлектроны движутся к положительному объемному заряду в поле с напряженностью (Ei+E), где Б — напря-|ч>ст|, ноля, обусловленного приложенным напряжением U. Если нтпеяет величины порядка Е, то фотоэлектроны, достигнув по-। тельного объемного заряда, успеют создать новые лавины, лыс компенсируют заряд ионов, находящихся у анода, что при-о К созданию проводящей плазмы. Вновь возникшие под дей-м ли ни п фотоэлектронов положительнее ионы и фотоэлектроны пуки так же, как описано выше, и по направлению к катоду >о распространяется столб плазмы, называемый положительным icpoM. Рётер и Мик сформулировали условие зарождения стри-где k— величина порядка единицы. Если приложить юному промежутку более высокое напряжение, то это условие г выполниться, когда лавина еще не достигнет анода. В этом к- стример возникнет в межэлектродном пространстве и будет - врострапяться к катоду и аноду. Распространяющийся к аноду гример называется отрицательным.
9
Скорость распространения стримера в однородном поле составляет величину порядка 108 см/с. Число электронов в лавине растет по экспоненциальному закону (1.1). То число электронов в лавине, при котором поле объемного заряда ионов сравнимо с приложенным полем, называется критическим числом электронов NI<P, а длина лавины хир — критической длиной. Эмпирическое условие возникновения стримера можно записать в следующем виде [9]:
ахкр« 20.	(1.7)
Используя соотношение (1.7), можно рассчитать время формирования разряда. Если предположить, что оно равно в основном времени развития лавины до критического размера, то
Тр«хкр/и_«1п Л/Кр/(Ю-,	(1.8)
где V- — скорсть дрейфа электронов в лавине.
Для воздуха в диапазоне 40<£/р<140 В/(см-мм рт. ст.) зависимость а/р = /(£/р) удовлетворительно аппроксимируется формулой
а/р = Л(£/р—В)2,	(1.9)
где Л = 1,17-10~4 см • мм. рт. ст./В2; 5=32,2 В/(см-Мм рт. ст.).
Эмпирическая зависимость дрейфовой скорости электронов в азоте для 130<£/р<3ООО В/(см-мм рт. ст.) имеет вид
v_=CjK£7a	(1.10)
где С1=3,3-106 см3/2(мм. рт. ст.)1/2/с-В, а для 130>£/р>10 В/смХ Хмм рт. ст.
v- = C2E!p,	(1.11)
где С2=3,3-105 см2 • мм рт. ст./(В-с). Для воздуха зависимости V-{Efp) близки к (1.10) и (1.11) [10]. Из (1.8) с учетом (1.9) — (1.11) следует, что при атмосферном давлении и напряженности электрического поля выше 50 кВ/см, время формирования разряда тр<10-8с и с увеличением напряженности поля будет уменьшаться. Напряженность поля можно увеличить, приложив к искровому промежутку импульсное напряжение.
Общее время запаздывания импульсного пробоя включает в себя кроме времени формирования разряда тР еще среднее статистическое время запаздывания или время между моментом приложения к промежутку напряжения и появлением «эффективного» инициирующего электрона, которое будем обозначать через о0-
Статистическое время запаздывания зависит от интенсивности предварительной ионизации промежутка или интенсивности его облучения. Если io — ток начальных электронов в промежутке, a W — вероятность того, что первичный электрон создает лавину, вызывающую пробой, то число разрядов с временем запаздывания t и более определяется выражением из [9, 8]
п = пое'’1'/<о(/_Т₽) ,	(1.12)
где п0 — общее число разрядов; тр — время формирования разряда, которое для стримерного разряда определяется из соотношения (1.8). Среднее статистическое время запаздывания пробоя будет равно
Oo=l/W	(1.13)
10

Величина W растет с увеличением перенапряжения на промежутке и при полутора-двухкратном перенапряжении (это зависит от сорта газа) достигает 1F=1. При этом согласно (1ЛЗ) сг0=1/ф. Это соотношение широко используется для измерения тока электронов с катода по измеренным временам запаздывания.
Из соотношения (1.13) следует, что для уменьшения статистического времени запаздывания пробоя необходимо увеличивать ток инициирующих электронов /0, для чего можно использовать ультрафиолетовое излучение ртутной лампы, искрового или коронного разрядов, излучение радиоактивных материалов или рентгеновские лучи. Освещение катода ультрафиолетовым светом вызывает фотоэффект с катода и резко увеличивает число начальных электронов. При плотности фототока 10~12 А/см2 число электронов, освобождаемых с 1 см3 поверхности катода в секунду, равно 6 * 106. Очень интенсивное облучение катода (плотность фототока 10-9—10 И0 А/см2) приводит к образованию начального объемного заряда в газовом промежутке и снижает пробивное напряжение.
При отсутствии специальных вспомогательных источников элек7 тронов разряд инициируется электронами, создаваемыми самим катодом. Можно указать следующие источники инициирующих электронов’с катода:
Г. Эмиссия электронов, обусловленная диэлектрическими пленками и включениями на поверхности катода [9, 8] (эффект Мальтера — аномальная эмиссия через диэлектрические пленки на катоде и эффект Пэтова — автоэмиссия, усиленная зарядкой диэлектрических включений на катоде). Роль этой эмиссии особенно велика при использовании легко окисляющихся катодов.
2. Экзоэлектроппая эмиссия — это эмиссия электронов с поверхности металлических и неметаллических кристаллов после механических воздействий на нес ультрафиолетовыми или рентгеновскими лучами, а также тлеющим разрядом (иногда называется «эффектом Крамера») [12]. При отсутствии специальной обработки электродов плотность тока экзоэлектронов с катода не превышает 100— I 000 эл/см2 с. Такой ток может оказать влияние только на процесс пробоя под действием миллисекундных импульсов.
3. Автоэлектронная эмиссия, вызванная прохождением электронов через потенциальный барьер, является основным источником инициирующих электронов, особенно при напряженности поля, близкой к 10я В/см и более.
/.<?. Некоторые закономерности роста тока в искре
После того как в искровом промежутке образуется стример» начинается процесс быстрого роста тока в искре. В vtot период сопротивление искры изменяется от очень большой величины, определяемой свойствами стримера, до значения, близкого к нулю. Время такого переходя промежутка от практически непроводящего состояния в проводящее определяет наименьшую возможную длительность фронта импульса на нагрузке. Процесс перехода промежутка из непроводящего состояния в проводящее можно характеризовать зависимостями напряже-
11
Римпс г Вайцеля. Первые экспериментальные доказательства этих предпосылок для времени /^10~8 с и токов до нескольких килоампер были получены независимо в работах {15, 16] при исследовании разряда в атмосферном воздухе. Позже такие же результаты для разряда в воздухе, азоте и аргоне были получены в работах [17, 18] (рис. 1.3). Для воздуха и азота а = = (0,8=1) атм • см2/(с • В2), а /тля аргона а= = 30 атм • см2/(с • В2).
Рис. 1.3.  Зависимость коэффициента а от времени при различных промежутках:
а для воздуха, <2=0,24 см, р~\ атм [20]; б — для азота, <2=0,42 см, р=1 атм [21]; в — для аргона, <2=0,78 см, р=1 атм [172].
Анализ переходных процессов в разрядных контурах с учетом сопротивления искры по формуле (1.15) показывает, что развитие разряда определяется параметром Q = <2,pd2laU2(i> который является характерным временем роста проводимости искры.
Если пробой происходит при неизменном напряжении Uo, то pd=const (закон Пашена), поэтому 0—1//?, т. е. с ростом давления газа уменьшается время роста проводимости искры. Этот вывод хорошо согласуется с известными экспериментальными результатами [18]. Из кривой Пашена (рис. 1.1) следует, что при /? = const с уменьше-14
где пе, Ье—концентрация и подвижность электронов; г— радиус канала. Если считать, что подвижность электронов Ъе не зависит от напряженности электрического поля, то равенство (1.16) непосредственно связывает величины г, Е и пе и, следовательно, проводимость единицы длины канала
o=i/E~ne.	(1.17)
Внутренняя энергия искрового канала включает в себя энергию поступательного движения атомов, ионов и электронов, энергию, затраченную на ионизацию (а в случае молекулярных газов также и энергию возбуждения колебательных и вращательных состояний), и энергию диссоциации. Предполагается, что электронный газ» получающий энергию от поля, так медленно передает ее тяжелым частицам плазмы, что за рассматриваемые промежутки времени ни кинетическая энергия ионов, атомов или молекул, ни степень возбуждения колебательных или вращательных состояний заметно не изменяется. Следовательно, внутренняя энергия в канале разряда полностью затрачивается на процессы ионизации, возбуждение молекул и на нагрев электронного газа. При этих условиях можно принять, что внутренняя энергия единицы длины капала
W ~ пе.
(1.18)
Предполагается также, что потери энергии на теплопроводность, излучение, а также на расширение канала отсутствуют. В этом случае уравнение баланса энергии и канале примет вид
iE=dwldt.
(1.19)
Перечисленные выше предположения справедливы только для разрядов малой длительности в высоких электрических нолях. Из (1.16) — (1.18) следует, что проводимость единицы длины канала разряда
^ = i)E = (п/р) w,
(1.20)
где а — коэффициент. При этом было учтено, что подвижность b(>~\jp. Совместное решение уравнений (1.19) и (1,20) и определение сопротивления искры через проводимость приводит к формуле (1.15).
В 114] принималось, что коэффициент а не зависит от времени, что является основным допущением в теории
13
ния U или сопротивления 7? разрядного промежутка от времени. Кривую U(/) принято называть характеристи-
кой коммутации. Длительность процесса коммутации ха-
рактеризуется временем tK между двумя фиксированными точками на кривой коммутации (рис. 1.2). Одну из них обычно принимают = 0,9 t.7o (t/o — начальное на-п t	пряжение, на промежутке),
а вторую U"K в зависимости от характера кривой можно
Рис. 1.2. Характеристика коммутации искрового разрядника.
принимать равной 0,2 и0 или 0,1 U.q,
Для определения сопротивления искры во времени Теплер [13] предложил эмпирическую формулу
I *
R(i,t) = Kd \idt, (1.14) / о
где к— константа, характеризующая газ.
Формула (1.14) является чисто эмпирической. Однако, несмотря на приближенный характер этой формулы, некоторые зависимости параметров фронта импульса, рассчитанные при ее использовании, например, максимальной крутизны (dU/’dt) от давления, удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными.
Более обоснованную зависимость сопротивления искры от тока и времени предложили Ромпе и Вайцель [14], исходя из условия баланса энергии для искрового канала,
соотношения
(1.15)
При выводе
(1.15) предполагалось, что
в течение времени существования искрового канала падение потенциалов на электродах пренебрежимо мало по сравнению с общим напряжением в области разряда, удаленной от электродов. Ток разряда i и напряженность электрического поля Е в этом случае связаны со
отношением
1 = лг2пеЬеЕе,	-	(1.16)
1?
йиём длины зазора наблюдается рост напряженности поля E^=Utyd, при которой происходит пробой проме-' жутка, а это ведет к уменьшению времени 0, так как 8 ~
1/Е2, что также согласуется с результатами эксперимента i[ 18].
Нетрудно показать, что в миллиметровых промежутках при давлении азота, воздуха и других газов порядка 10 атм и более 0<Д1О~9 с. Это свойство искры уменьшать время роста проводимости канала с ростом давления газа широко используется в технике генерирования мощных наносекундных импульсов. При токе искры порядка нескольких килоампер и более на процесс роста проводимости искры начинает влиять расширение канала разряда. Более детальное теоретическое исследование вопроса о проводимости искры было сделано С. И. Брагинским [19], а затем развито в работе [20].
Предполагалось [20], что проводимость канала достигает некоторого значения и затем остается достоянной, при этом сопротивление канала определяется только его расширением. Допуская далее, что канал однороден по радиусу и в его плазме достигается термодинамическое равновесие и что магнитное давление мало по сравнению с газокинетическим, для зависимости сопротивления канала искры от времени и тока было получено [20] соотношение
t
R(i, 0 = d(P3)|/3/(WK3p2/3d/)	(1.21)
о
где о — удельная проводимость канала разряда; р0 — плотность газа, в котором происходит разряд; g— коэффициент порядка единиц.
Используя соотношение (1.21), можно описать процесс роста тока в контуре с искровым разрядником. Если к источнику постоянного напряжения UQ подключается сопротивление R через искровой промежуток, то время роста тока между уровнями 0,1—0,9 от предельного, тока (время коммутации fK) составит
/к-П,4 (роШ4жт2£3о)Ч
где /:() — начальная напряженность электрического поля в промежутке. Если принять g=4,5,' а о= = 3- 102 (Ом • см)"1 [23], то
Zk=9-10~9(MV3/E0i	(1-22)
15
Приняты следующие размерности: /0 — А, р— атм, £0 — В/см.
При больших токах очень трудно получить малое время коммутации, так как из (1.22) следует, что оно увеличивается с ростом тока в контуре.
Глава 2 %
ИМПУЛЬСНЫЙ РАЗРЯД В ГАЗЕ В НАНОСЕКУНДНОМ ДИАПАЗОНЕ
2.1. Место наносекундного импульсного разряда среди других разрядов
В предыдущей главе было показано, что время развития искры при статическом пробое промежутка уменьшается с ростом давления и напряженности электрического поля в промежутке. Последнее может быть реализовано, если при неизменном давлении газа уменьшать длину искрового промежутка. При этом, как следует из рис. 1.1, будет уменьшаться величина статического пробивного напряжения.
Увеличение напряженности электрического поля в промежутке. и, следовательно, уменьшение времени формирования разряда (1.8) можно получить и при импульсном пробое с перенапряжением. При значительных перенапряжениях время формирования разряда и время развития искры переходит в область наносекундных и субнаносекундных времен. Импульсный пробой в этой области времен характеризуется тем, что время развития искры становится соизмеримым с временем протекания таких процессов, как время роста лавин до критического размера и время высвечивания возбужденных молекул. Это накладывает отпечаток на пространственную структуру разряда, статистику запаздывания разряда, величину этого времени и т. д. {21]. Такой разряд имеет место при двукратном и большем перенапряжении на искровом промежутке. Он применяется в обострите-лях и в коммутаторах наносекундных генераторов тока и Напряжения. 16
Характер разряда в газе существенно зависит от того, сможет ли лавина на'длине промежутка d набрать число электронов ДГкр, когда поле объемных зарядов электронов и ионов станет сравнимым с приложенным полем. Последнее определяется соотношением между критической длиной лавины хкр и длиной промежутка d. Если *Kp>'d, то для завершения разряда недостаточно только одной первичной лавины, а необходимо участие вторичных и последующих лавин, которые образуются из вторичных электронов. Этот тип разряда был рассмотрен в § 1.2 и его принято называть таунсендовским.
Если xKp<d, то в процессе развития разряда доминирующую роль играет первичная лавина, которая переходит в стример, а затем в разрядный канал (стримерный разряд). Для существования стримерного разряда, кроме того, необходимо, чтобы лавина излучала достаточное количество фотонов, способных ионизовать молекулы газа вблизи головки лавины. Фотоны, излучаемыр лавиной, создаются в результате высвечивания возбужденных молекул газа, среднее время жизни которых тв составляет обычно 10 9—10~8 с. Поэтому, если время развития лавины до критического размера ткр меньше тв, то развитие стримера из первичной лавины будет затруднено. При этом формирование разряда будет обусловлено процессами, которые рассмотрим ниже. Величина ткр определяется из соотношения
Ткр — 1пА/кр/ап—,	(2-1)
где — скорость дрейфа электронов в лавине. Следовательно, условия существования стримерного разряда запишутся так:
lnJVKp/a<rf,	(2.2)
In yVKp/au_>TB.	(2.2а)
Для азота при атмосферном давлении по данным [10,22] тг. ~3 нс. Следовательно, учитывая, что a/р и определяются из формул (1.9) и (1.И), отклонение механизма разряда от стримерного следует уже при £>6Х X Ю4 В/см. .
Существенное влияние на характер развития импульсного разряда в газе оказывает величина тока инициирующих электронов /о, а также степень однородности rm распределения по поверхности катода. При оценке ил нянин ф на процесс разряда удобно сравнивать сцед-2 313
нёё время между Появлением двух электронов с катода е/г'о с временем развития лавины до критического размера Ткр. Если Ткр<е/г’о, то можно считать, что разряд инициируется одиночными электронами, при этом io< <ецц_/1п Мф.
При увеличении тока разряда значение вторичных процессов будет уменьшаться. Если время развития лавины до критического размера тКр>е/г0, т. е.
(еш>_)/1п jVkp, а ток z’o будет распределен по катоду равномерно, то из-за одновременного развития большого числа электронных лавин достигаются большие токи еще до начала действия вторичных процессов. При этом удается устранить образование канала разряда и при давлении газа, существенно большем атмосферного, иметь разряд во всем объеме газового промежутка.
Основную информацию о процессах, происходящих при разряде в наносекундном диапазоне, обычно получают из осциллограмм тока и напряжения искры. По аналогии с обычным импульсным разрядом в газе обычно пользуются такими терминами, как время запаздывания и время формирования разряда, понимая под началом разряда начало быстрого роста тока и спада напряжения в промежутке. Однако необходимо помнить, что формирование наносекундного импульсного разряда обычно не заканчивается к началу роста тока. Методически при проведении экспериментов удобнее отдельно измерять время, в течение которого ток достигает единиц ампер, и время, в течение которого ток растет от единиц ампер до номинального значения.
2.2. Импульсный разряд в газе, инициируемый большим числом начальных электронов
Исследование влияния числа инициирующих электронов на импульсный наносекундный разряд в воздухе при атмосферном давлении при длинах промежутков до 6 мм и напряженности электрического поля до 10s В/см было проведено Флетчером '[23(. В его эксперименте перед приходом импульса у катода накапливалось порядка 104 электронов из-за предварительного освещения катода и при этом полностью устранялись статистические разбросы времени запаздывания разряда. Оно рассматривалось в [23] как время формирования разряда тр, зависимость которого от напряженности поля Е при 18
атмосферном давлении воздуха приведена на рис. 2J (кривая 1). Величина Е регулировалась изменением длины промежутка d при неизменной амплитуде импульса. напряжения UQ.
При £^50 кВ/см величина тр зависит только от напряженности поля Е и не зависит от амплитуды напряжения и от длины промежутка. При £<50 кВ/см экспериментальные точки при напряжении £7О = 7,5 кВ соответствуют большим временам формирования по сравнению с точками, соответствующими более высоким напряжениям. При £<42 кВ/см кривая для 12,7 кВ идет выше кривой для U0=18 кВ.
Рис. 2.1. Зависимость времени формирования разряда в воздухе при р=1 атм от напряженности электрического поля Е:
1	— многоэлектронное инициирование ’ разр'яда [23]: а)	кВ, б) Ua=12,7 кВ, в)	кВ;
2	— инициирование разряда одиночными электронами (экспериментальные точки взяты из [24].
В J27] была.определена зависимость тр(£) для многоэлектронного инициирования и инициирования одиночными электронами. Для облучения катода ультрафиолетовыми лучами в аноде было проделано отверстие, которое закрывали сеткой. Между сеткой и искрой, подсвечивающей катод, была установлена диафрагма и кварцевое стекло (последнее необходимо для фильтрации коротких волн и устранения фотоионизации газа). Ток электронов, инициирующих разряд, регулировали размером диафрагмы. Эти эксперименты подтвердили вывод, что при числе начальных инициирующих электронов порядка 104 разбросы времени запаздывания разряда устраняются, а зависимость тр(£) совпадает с полученной в [23].
При объяснении экспериментальных результатов Флетчер полагал, что разряд инициируется одиночным электроном. Он считал, что полученная им зависимость для времени формирования разряда тр(£) хорошо согласуется с выводами стримерной теории и критерием пробоя Рётера (см. § 1.2). Основанием для этого служило 2*	19
хорошее совпадение экспериментальной зависимости тр(£) с зависимостью (1.8), полученной из стримерной теории.
Дикей (25] показал, что зависимость Тр(£), аналогичную рассмотренной в (23], можно получить, если отказаться от стримерной теории и рассматривать процесс формирования разряда просто как процесс развития электронной лавины. Если принять, что лавина может расти до величины, способной обеспечить большой ток в промежутке и спад напряжения на Нем в результате падения напряжения в основном сопротивлении контура, то рассчитанное время роста тока хорошо соответствует измеренному экспериментально в работе [23]. В [25] допускалось, что величину тока в промежутке порядка сотни ампер можно получить при развитии одиночной электронной лавины. При длине промежутка порядка 1 мм и скорости дрейфа лавины о .—107 см/с необходимо,' чтобы число электронов в лавине составляло ~1013. Возможность роста лавины электронов до такой величины не подтверждается экспериментальными данными [2'6]. Известно, что при числе электронов в лавине порядка 10s (для Е7р~40 В/см*мм рт. ст.) влияние поля пространственного заряда ионов настолько велико, что рост числа становится более медленным, чем . по экспоненте, при больших значениях Е/р самоторможение лавин имеет место при еще .меньшем числе электронов в лавине.
Для объяснения экспериментальной зависимости гр(£), полученной в [23] (рис. 2.1), в работе [24] был учтен тот факт, что разряд инициируется не одиночным электроном, а большим числом их (порядка 10). Впервые на этот факт было обращено внимание в работе [28]. В этой же работе было введено понятие многоэлектронного и одноэлектронного инициирования разряда и показано, что при одной и той же величине электрического поля Е в первом случае величина тр существенно меньше, чем во втором.
Примем, что рост тока в промежутке вызван лавинным размножением Л^о инициирующих электронов. Для расчета зависимости тока искры от времени i(t) рассмотрим переходный процесс в схеме, состоящей из источника напряжения активного сопротивления 7? и искрового промежутка с межэлектродной емкостью С (рис. 2.2,а). Такая схема эквивалентна контуру, в ко-20
тором искровой промежуток включен последовательно с коаксиальной линией, как это было в экспериментах [23, 24], и реальным схемам наносекундных генераторов. Искровой промежуток замещается генератором тока. Уравнения для определения тока запишутся так:
t
i(t) = (U0-U)/R,	(2.3)
где Uq—амплитуда импульса; и а—скорость дрейфа электронов и коэффициент ударной ионизации; С — межэлектродная емкость; R — сопротивление контура; 77 — напряжение на промежутке,
Рис. 2.2,
Схемы замещения разрядных контуров: г'л ““ ток электронных лавин.
Время формирования разряда тр экспериментально определяется как время от момента приложения напряжения до того момента, когда ток достигнет некоторой величины zKp. Так как в течение времени тр через промежуток протекает малый ток, то Ri^<^U0 и можно считать, что а и v_ постоянны. При этом
р=-----In
1 ау_

пренебречь влиянием
и
межэлектроднои
емкости с,
1П. -av- ш	•
(2.4а)
Если принять, что ток йф составляет ^5% от LR/R, то можно показать, что величина под логарифмом для условий эксперимента Флетчера [23] порядка 108. Это хорошо 21
согласуется с величиной yVKp в формуле (1.8). Следовательно, формула (2.4) так же, как и (1.8), дает зависимость тр от Е и давления газа р, которая хорошо согласуется с результатами эксперимента.
Из формулы (2.4) следует, что зависимость тр(£) можно записать в форме, согласующейся с законом подобия. Действительно, так как
alp=h(Eip), V- = f2(E/p), то
prp = F(E/p).	(2.5)
Справедливость соотношения (2.5) для многих газов была доказана в работе (271, где напряжение варьировалось в пределах 4—30 кВ, давление — 1—760 мм рт. ст., дли-
Рис. 2.3. Зависимость Е/р от /пр для различных газов [29]: 1—3) фреон различных сортов; 4) SF6-, 5) О2; 6) воздух; 7) N2; 8) Аг; 9) Ne.
на промежутка — 0,1—6 см, а полученное время тр= = 0,5—30 нс. Зависимость Е/р от ,отр для различных газов приведена на рис. 2.3.
В [29] было показано, что стадия быстрого роста тока в промежутке может быть, так же как и стадия формирования разряда, обусловлена развитием электронных лавин с учетом изменения напряжения на промежутке из-за наличия активного сопротивления в разрядном кон-22
type. При наличии межэлектродной емкости С уравнение (2.3) с учетом зависимости (1.11) примет вид [29],
УУ + у({— У) + 6(1 —г/—у)Ф(°+) =°,	(2-6)
где y=EIE0 — ljlU0-, y—-dyldx\ y=d--yldE\ т = (/0; 6 = £С; ф(ау) = (£/р)2(а/р); a=Edp-, Ь = р2С0В/Е0-, Ео = = U^d — напряженность поля, при которой происходит пробой промежутка. Уравнение (2.6) для воздушных промежутков решалось на ЭВМ. Результаты расчета при-
Рис. 2.4. Зависимость ,у(т) при различных значениях Е/р и Ь: £/р = 160; 130; 90; 60 В/см. мм рг. ст., Ь=(2; 5; 10; 20) • 1Q-4 (мм рт. ст)3Х Хсм3/В2. Первый индекс (/ соответствует порядковому номеру Е/р, второй — Ь.
ведены на рис. 2.4 [29]. Кривая спада напряжения идет вначале круто, а затем ее крутизна уменьшается. Это объясняется тем, что с ростом тока увеличивается падение напряжения на активном сопротивлении, что приводит к уменьшению напряженности поля в промежутке и соответственно уменьшению коэффициента ударной ионизации а и скорости дрейфа электронов и_.
Из уравнения (2.6) следует, что напряжение и ток искры не зависят от числа начальных электронов No. 11а рис. 2.5 приведены экспериментальные [23] и рассчитанные [29] по лавинной модели зависимости относи-
23
тельной величины напряжения на промежутке от времени при различных значениях EQ и d. Из рис. 2.5 следует, что там, где соблюдается закон подобия для времени tp (EQ/p^66 В/cm* мм рт. ст.) экспериментальные и теоретические кривые совпадают удовлетворительно. При £о>13О кВ/см теоретические кривые идут ниже экспериментальных. Это объясняется малой величиной времени гр = 0,2 нс, которое почти равно времени уста-
0.2
О 0,3'
Рис. 2.5. Спад напряжения на промежутке при давлении воздуха 1 атм и различных значениях и d:
а) £0=46,1 кВ/см, <7 = 2,74 мм; б) £0=46Д кВ/см, с?=3,91 мм;- в) £0=45,9 кВ.'см, с£=*1,63 мм; г) £0=6б кВ/см, с?=2,18 мм; д) £0=64,6 кВ/см, ^ = 1,68 мм; с)
= 66,4 кВ/см, с/=Л,37 мм; ж) £0=84,4 кВ/см, d=2,I3 мм; з) £0==78,2 кВ/см, <7=1,83 мм; и) £0-79,2 кВ/см, а?=1,37 мм; к) £л = 107,4 кВ/см, <7=1,67 мм;
л) £0 = 104,4 кВ/см, 7=1,37 мм; м) £0= 101,8 кВ/см, d = l,07 мм.
24
новления переходной характеристики регистрирующей системы [23].
Если пренебречь межэлектродной емкостью, а при аппроксимации <а/р в диапазоне 40<дЕ'/р< 140 В/см • мм рт. ст. воспользоваться формулой (1.9), то из (2.6) получим
dz/dr—z(l — z)2(z-~D)2z,	(2.7)
где
" = в = (АС0рУ*(Е0[р)~3-,	(2.8)
^О//7	и
На крутом участке z(t) крутизна dijclt принимает максимальное значение (di/dt) макс. Максимальную крутизну роста тока в промежутке лучше всего можно оха-
50 Ю 90 fW /30 Е/рJS/CM'MMрт.ст.
Рис. 2.6. Зависимости р/м и уп от £/р при .различной длине промежутка:
®см; О — rf=0,2 см; X—</=0,4 см.	—-— теоретические,
-----экспериментальные кривые. Экспериментальные данные получены для воздуха при р = 1 атм.
рактеризовать временем tyi = Io(di/di)~\iSLHc, где Io=UG/R. Для времени /,м справедлив закон подобия, поэтому

(Ео/Р)'3
(2.9)
АС о (dz/dt)
макс
Завпсимость р1м от Еп/р, построенная по этой формуле, приведена на рис. 2.6. Здесь же приведены экспериментальные значения р/м, полученные при обработке осциллограмм из работ [23, 29].
25
Вначале ток и напряжение искры изменяются быстро, а потом медленно из-за уменьшения а и. t'_. Теоретически при решении уравнения (2.3) можно рассчитать то значение напряжения на промежутке Un, при котором крутизна спада напряжения будет существенно меньше максимальной. На рис. 2.6 приведена зависимость от Е/р относительной величины напряжения на промежутке Уа—Уа/Еа, при которой крутизна роста тока уменьшается в пять раз по сравнению с максимальной [29]. Здесь же приведена экспериментальная зависимость .у^Е/р) для воздуха при атмосферном давлении и различных длинах промежутков [29].
Рис. 2.7. Эопограммы свечения при разряде в воздухе.
В приведенных выше рассуждениях о разряде, инициируемом большим числом электронов, предполагалось, что стадия быстрого роста тока не сопровождается образованием канала разряда в промежутке. В [30] приведены результаты покадровой электронно-оптической съемки свечения разряда в воздухе при £ = 55 -н 100 кВ/см р=1 атм с экспозицией 3 нс. На рис. 2.7 представлены эопограммы свечения при развитии разряда в промежутке длиной 6 мм при напряженности поля 73 кВ/см. Катод облучался мощной ультрафиолетовой вспышкой от искры за 10 нс до прихода импульса на промежуток. Эопограммы показывают, что в промежутке возникает равномерное диффузное свечение уже в первые наносекунды после приложения импульса напряжения, а при быстром спаде напряжения интенсивность свечения резко возрастает. Характерной особенностью наносекундного импульсного разряда является отсутствие контрагированного канала при высоком давлении газа в течение длительного времени (до 20 нс) после 26
начала роста тока. При этом ток разряда достигает нескольких сот ампер.
В проведенном анализе развития разряда не учитывались параметры, характеризующие свойства электродов. Поэтому интересно проанализировать развитие разряда при наличии диэлектрика на электродах. Если поверхность диэлектрика считать эквипотенциальной, то промежуток можно рассматривать состоящим из газового, диэлектрического участков и участков с соответствующими емкостями (рис. 2.2,6). Нетрудно показать, что для этого случая
т _____1 |п ЧА (1 +
р av_	eNov~
(2.10)
где Cg^CiCzl(Ci+G)—емкость диэлектрического слоя на электродах; С2, d2— емкость и длина воздушного промежутка. Если С^С2, то формула (2.10) переходит в (2.4). Следовательно, наличие диэлектрической пленки на электродах не влияет на время тр, что и наблюдалось в работах [23, 24].
Разряд между электродами из диэлектрика с большим е при многоэлектронном инициировании можно использовать для генерирования нано- и субнаносекунд-ных импульсов большого тока. При этом удается устранить локализацию тока разряда в канал и тем самым устранить влияние индуктивности канала на длительность и амплитуду импульса тока [31].
2.3.	Импульсный разряд в газе, инициированный малым числом электронов
Когда среднее время между появлением двух электронов больше времени развития лавины до критического размера, разряд приобретает ряд новых свойств. Для анализа такого разряда рассмотрим особенности развития одиночной лавины в высоких электрических полях. Как было показано в § 1.2, по мере развития лавины растет электрическое поле, создаваемое объемным зарядом положительных ионов. Число электронов в лавине, при котором напряженность поля объемного заряда ионов равно напряженности внешнего поля, называется критическим числом электронов. Нетрудно показать, что оно уменьшается с ростом напряженности внешнего поля по закону 7VKp~a-1 [21]. По мере приближения чис-27
ла электронов к критическому будет замедляться экспоненциальный рост электронов в лавине (это вызвано уменьшением коэффициента ударной ионизации). Экспериментально такая же закономерность, которую можно назвать эффектом самоторможения электронной лавины, была установлена для лавин в азоте и парах эфира. Причем в процессе развития лавины эффективный коэффициент а вначале уменьшался почти до половины начального значения, а затем вновь возрастал ,[10,26].
Наличие такого же эффекта было установлено и для лавин в воздухе при атмосферном давлении и напряженности электрического поля Е--10-’ В/см. При этом было показано, что последующий рост а обусловлен выталкиванием электронов из головки лавины и ускорением их в промежутке анод — лавина [32]. Наряду с замедлением экспоненциального роста числа электронов будет замедляться также рост числа возбужденных молекул газа, а следовательно, будет уменьшаться число фотонов, выходящих из лавины. В лавине с критическим числом электронов количество испускаемых ею фотонов пропорционально 1/.<х2г7—, т. е. очень сильно уменьшается с ростом внешнего электрического поля.
Описанные выше эффекты приводят к замедлению процесса формирования разряда в высоких электрических полях по сравнению со случаем инициирования большим числом начальных электронов. На рис. 2.1 (кривая 2) приведена зависимость времени формирования разряда в воздухе при атмосферном давлении тр от напряженности электрического поля Е при инициировании разряда малым числом электронов. За время тр принималась наименьшая величина в статистическом распределении времен запаздывания. Интенсивность облучения катода выбирали такой, чтобы среднее статистическое время запаздывания о0 было соизмеримо с тр. Из сравнения кривых 1 и 2 следует, что время тр при инициировании разряда малым числом электронов существенно больше, чем при многоэлектронном инициировании.
Рассмотрим процесс формирования разряда при инициировании малым числом электронов на основании исследования [33]. Вначале, как обычно, развивается электронная лавина. После того как поле ионов в лавине будет сравнимо с приложенным, экспоненциальный рост лавины замедляется. Небольшая доля электронов в го-
28
ловке лавины ускоряется в направлении анода и образует новую лавину. Не исключена также возможность образования новых лавин из-за «убегания» быстрых электронов, которые приобретают в электрическом поле энергию, большую теряемой при столкновениях [34]. Роль этого процесса при пробое атмосферного воздуха или азота особенно велика, когда	В/см. Вновь обра-
зованная лавина, так же как и предыдущая, приведет к рождению новой лавины. Таким образом, от катода к аноду будет распространяться плазменное образование, называемое лавинной цепью,
В отличие от стримера лавинная цепь при пересечении промежутка, не может образовать пробойный канал из-за малой проводимости. Вторичный процесс в таком разряде обусловлен фотоэффектом на катоде в результате излучения из лавинной цепи фотонов. Расчет времени формирования разряда, проведенный по описанной выше модели [33], показывает, что
Тр—(Тв./^-у)1Ч	(2.11),
где — тепловая энергия электрона; — скорость дрейфа электронов в лавине; у — число вторичных электронов, обусловленных фотоэффектом на катоде, приходящихся на один электрон в лавинной цепи. Из формулы следует, что тр зависит от величины у, которая определяется материалом и состоянием поверхности катода.
Исследование стадии быстрого роста тока и спада напряжения при инициировании наносекундного разряда малым числом инициирующих электронов [29] показало, что она удовлетворительно описывается формулами лавинной теории, полученными для многоэлектронного инициирования (§ 2.2). Это объясняется тем, что после накопления большого числа электронных лавин в промежутке при вторичном процессе сброс напряжения на промежутке происходит за время одной лавинной генерации. Однако после быстрого сброса напряжения на промежутке, в отличие от случая многоэлектронного ини-тровання, медленный спад напряжения не наблюда-
1 из-за образования в промежутке большого числа i.tob [30].
Из рис. 2.1 следует, что при одной и той же дли-ности импульса разряд с малым числом инициирую-электронов обеспечивает значительно более высо-электрическую прочность газового промежутка.
- 29
Однако для того, чтобы реализовать это, необходимо знать источники инициирующих электронов. При высоких электрических полях, когда £>105 В/см, важным источником электронов является автоэлектронная эмиссия с катода.
Плотность тока автоэлектронной эмиссии (А/см2) определяется по формуле Фаулера — Нордгейма из соотношения
/ = 1,55- 10-в~ ехр [
6,65- 107-//2
6Х
3,62-10-*/д ¥
(2.12)
где ср— работа выхода электрона из катода, эВ; 9 — функция Нордгейма, значение которой можно найти, например, в (35]. Для получения тока инициирующих электронов в 10~10 А, при котором время статистического запаздывания составляет величину порядка 10~9 с, необходимо по формуле (2.12) при площади поверхности катода 1 см2 и ф—4,5 эВ иметь напряженность электрического поля около 2- 107 В/см. Нас интересует импульсный электрический разряд в газе при напряженности поля 105—106 В/см, при которой, как будет показано ниже, обычно наблюдается электрический разряд в вакууме.
Многочисленные исследования предпробойной проводимости в вакуумном промежутке при £'= 105—106 В/см показывают наличие электронного тока 10~5—1(У~3 А и его зависимость от средней напряженности поля в промежутке, которая согласуется с формулой (2.12). Это объясняется наличием микронеоднородностей на поверхности электрода, которые имеют напряженность поля Е, значительно превосходящую величину среднего микроскопического поля, определяемого для плоских электродов как E=Vold (d — длина зазора, Uo — разность потенциалов на промежутке). Отношение E/E0=ii называется коэффициентом усиления поля.
Для микронеоднородностей на плоскости в виде пол'1 сферы или бугорка, высота которого соизмерима с п перечником, величина ц не превосходит 10 (36]. Однак>, опыты с электронным микроскопом показали, что эти неровности имеют форму вытянутых острий («усов»), а не бугорков. Можно получить простое соотношение между коэффициентом у. и параметрами выступа, приняв 30
iid за полуэллипсоид. Если параметрами выступа принять радиус кривизны его вершины г и высоту h, то [36]
H~(p/i/r) + l,	(2.13)
где i£ — медленно и монотонно меняющаяся функция от h/r. При /г/г=5н-250 величина р = 1 н-0,4, т. е. приближенно можно считать, что при hlr^l величина ^^h/r. По данным ряда измерений величина р. в зависимости от обработки катода может составлять десятки и даже сотни.
Имеются прямые доказательства влияния неоднородностей на поверхности катода на время запаздывания пробоя и величину пробивной напряженности поля при воздействии на промежуток наносекундных импульсов. В [37] было найдено, что при тщательной механической полировке катода можно в несколько раз повысить электрическую прочность воздушного промежутка длиной менее 1 мм и довести ее до 1,4-106 В/см при времени запаздывания порядка 10 9 с. При, использовании катодов из монокристаллов (молибдена, вольфрама, рения) при длительности импульса 40 нс в воздушных промежутках длиной —0,2 мм напряженность электрического поля, при которой происходил пробой, достигала 3-1O0 В/см, в то время как на поликристаллических катодах она не превышала 1,3-10® В/см [38]. В этой же работе при использовании катода из монокристалла импульсная электрическая прочность практически не изменялась при изменении в несколько раз давления газа. Все эти факты свидетельствуют об автоэлектронном механизме появления инициирующих электронов при импульсном пробое । г «шых промежутков в высоких электрических полях
2.4.	IlMni/.ibi niiiii разряд п газе, возбуждаемый внешними источниками излучения
Кроме разрядов, описанных выше, для генерирования хуощных наносекундных импульсов, используются и дру-типы разрядов в газе. В частности, для быстрого .жлючения разрядников широко используется разряд, возбуждаемый внешними источниками излучения. Большое распространение получил разряд, возбуждаемый ультрафиолетовой подсветкой катода от посторонней искры. Исследование такого разряда было проведено 31
s
И. С. Стекольниковым (39] при напряжении на промежутке на 1—2% ниже статического, при этом время между пробоем в воздухе при атмосферном давлении инициирующего и основного промежутков составляло величину порядка ICr8 с. Инициирующий разряд в этих (39] и других экспериментах i[9J создавался при разряде емкости на искровой промежуток.
Годлов {40] исследовал такой разряд при инициировании его от ультрафиолетовой вспышки длительностью 6 нс. По данным (40] наиболее эффективно ультрафиолете-
около 1100 А. Оно мало поглощается в воздухе и обеспечивает высокую фотоэмиссию с катода. Время задержки срабатывания разрядника 4 с ростом напряжения уменьшается и приближается к некоторому пределу (рис. 2.8), который равен d/o_. Это можно объяснить тем, что рост тока обусловлен лавинным размножением электронов, образованных на катоде при ультрафиолетовой подсветке последнего. Основным условием при этом является необходимость обеспечить такой ток начальных иниции-при газовом усилении по-критической лавины при
Рис. 2.8. Зависимость времени задержки пробоя воздушного промежутка (d=0,32 см) от величины напряжения на нем при различных расстояниях / между основным и вспомогательным разрядниками.
рующих электронов z0, чтобы рядка 10s, характерном для
пробое, близком к статическому [9], разрядный ток достигал величины, при которой его можно рассматривать как начало разряда.
Например, при токе инициирующих электронов z0~ ~10~7 А и газовом усилении 10s ток в контуре достигнет значения ~ 10 А. Если учесть, что за время развития лавин до 10s электронов будет иметь место дополнительный приток электронов с катода из-за фотоэффекта, то очевидно, что суммарный разрядный ток превысит 10 А. При таких условиях время задержки пробоя основного промежутка можно оценить по формуле (2.4а), которой
мы пользовались при импульсном пробое многоэлектронного инициирования. Если в эту формулу вместо а подставить его значение из условия Рётера для статического пробоя а — 20/d, т. е. приняв, что газовое усиление лавины составляет величину порядка 108, то время задержки пробоя
е __ d In (iKd/eNov-)
3 ЕЛ 20
d
v _ ’
что и было получено экспериментально [42].
Если напряжение на основном промежутке существенно ниже статического пробивного, то даже' при большом числе инициирующих электронов для завершения разряда требуется несколько лавинных генераций. Это приводит к существенному росту времени t3 по сравнению с d/u_. В работе [42] справедливость соотношения при приближении напряжения к статическому пробивному показана и для других, газов, таких как гелий, азот, аргон и углекислый газ.
В [41] рассчитано время t3 при облучении кратковременными (~1О9с.) вспышками ультрафиолетового света промежутков с напряжением, составляющим 90—95% статического пробивного значения. Было найдено, что d/v. <zt3<^d/v+, где и+ — скорость дрейфа положительных ионов. В этом расчете было учтено влияние положительного заряда ионов.
В последнее время часто используется разряд, инициируемый лучом лазера, для которого характерны когерентность, монохроматичность и возможность получения высокой плотности потока световой энергии. При воздействии сфокусированного луча лазера на газ в промежутке образуется искра. При давлениях порядка атмосферного и более под действием лазерного излучения в газе развивается электронная лавина [43]. При этом первичные электроны образуются из-за многоквантового фотоэффекта в газе, а размножаются либо в результате прямой ионизации атомов электронным ударом, либо вследствие отрыва электронов от возбужденных атомов под действием лазерного излучения. Ионизация газа сильно зависит от напряженности электрического поля световой волны. Существует пороговое поле, зависящее от сорта газа и его давления, и соответствующая ему плотность потока, при которых возможен световой пробой.
3—343	33
Механизм образования лазерной искры меняется, если луч фокусируется на катоде [44]. При этом имеет место нагрев поверхности катода, термоэмиссия электронов и даже взрыв металла на этой поверхности. Дальнейший процесс при наличии электрического поля, развивается так же, как при наличии инициирующей плазмы.
В работе [45] исследовано влияние излучения рубинового лазера на пробой промежутка. Исследовалась временная задержка ts между приходом импульса лазе
30 Ы 50 E/pfi/см-трпст.
Рис. 2.9. Изменение времени запаздывания срабатывания разрядника под действием луча лазера в зависимости от Е/р при различных значениях давления азота:
X — р = 614 мм рт. ст.,
J--р=400 мм рт. ст.,
О—>-р*300 мм рт. ст.,
А — р=200 мм рт. ст., @ —Р=100 мм рт. ст.
ра и возникновением тока через разрядный промежуток в воздухе, азоте и элегазе при мощности луча лазера до 80 мВт, давление 100—1 400 мм рт. ст., расстоянии между электродами 0,4—1,5 см и Е = 10 ъ-100 кВ/см. Время t3 изменялось .обратно пропорционально электрическому полю, давлению газа и расстоянию фокуса от поверхности анода. Зависимость 4 от Е/р для азота приведена на рис. 2.9.
В работе [31] предложено использовать для быстрой коммутации больших токов искровой разряд в газе при высоком давлении, инициируемый пучком быстрых электронов, который прохо
дит через тонкую металлическую фольгу в катоде. При этом при большом давлении азота (до 20 атм) оказалось возможным устранить образование искрового канала и получить разряд в большом объеме газа.
Обстоятельное исследование этого разряда проведено в другой работе [46]. Напряжение, до которого заряжалась накопительная линия, достигало 1 000 кВ, максимальная энергия пучка электронов за фольгой составляла 200 кэВ, ток в пучке регулировался от единиц ампер до килоампера, а длительность тока пучка составляла примерно 10-8 с. Процессы разряда существенно
34
ависят от того, выше или ниже напряжение на газовом промежутке Uo по отношению к статическому пробивному Uc. Если (70<(/с, то импульс тока разряда в промежутке по форме близок к току пучка и растет линейно при увеличении этого тока. В этом случае имеет место режим обычного газового усиления и разряд наблюдается во всем объеме, куда инжектируются электроны. Если пренебречь ускорением электронов в газе при прямоугольном токе пучка, то между токами разряда и электронов существует следующая связь:
I—V-n0<(J>i-tp,
где V- — скорость дрейфа электронов; <щ>—среднее сечение ионизации газа электронным пучком; /г0 = 3,5Х Х1016 см-3 — число молекул в 1 см3 газа при р=1 мм рт. ст.; i- — ток пучка электронов. Катодное падение потенциала U_^2UaV-tld, если v_t<^d.
Если UC>UO, то при разряде в азоте и давлении р<2 <3 атм в течение времени около 10~7 с наблюдалось объемное свечение. В этом случае разряд обусловлен лавинным размножением электронов, как и в импульсном разряде при многоэлектронном инициировании (§ 2.3). При большем давлении газа объемный разряд переходит в канальный.
Время этого перехода уменьшается с ростом перенапряжения $=UO/UC и при р>1,25 становится меньше 10~8 с даже при напряжении (7—108 В.
2.5.	Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в газе
При разработке мощных наносекундных коммутирующих устройств важное место отводится источнику первичных инициирующих электронов. В коммутаторах с напряжением порядка 1—10 кВ необходимо иметь миниатюрные инициаторы с малой энергией. Для этого Шранк и др. [17] предложили использовать разряд с металлическою острия по поверхности керамики с большим е (рис. 2.10). В работах [48, 49] такой разряд использовался для запуска разрядников при высокой временной стабильности. Скользящий разряд по керамике вызывается импульсом с амплитудой от нескольких сот вольт до киловольт и позволяет управлять разрядниками с рабочим напряжением в десятки киловольт.
3*	35
Б. М. Ковальчук и др. [50, 51] исследовали разряд с острия, плотно прилегающего к диэлектрику, в качестве которого использовались диски из титаната бария, двуокиси титана и стеатитовой керамики. Одна из поверхностей диэлектрика металлизировалась, между острием и. металлизированной стороной керамики прикладывались прямоугольные импульсы напряжения.
Рис. 2.10. Зависимость t3(Uo) при р=400 мм рт. ст. и разных значениях толщины таблетки d (а), зависимость t3(p) при d = 0,5 мм и разных значениях (б).
Вертикальные линии указывают на разброс наблюдаемых величин.
При атмосферном давлении воздуха начальные напряжения, при которых наблюдалось свечение в области острия, составляли для пластин из титаната бария («= = 1 400), тиконда (е = 80) и стеатита (е=10) толщиной 0,5 мм величины 300, 700 и 1 000 В соответственно.
При подаче импульсов отрицательной полярности, амплитуда которых равна начальному напряжению и выше, ток разряда (с разрешением 0,1 А) регистрировался практически без запаздывания относительно момента приложения напряжения. При подаче импульсов положительной полярности для всех керамик можно было наблюдать запаздывание роста тока. На рис. 2.10,а, б представлены зависимости времени задержки роста тока 36
Л от амплитуды, импульса напряжения Uu, от давления воздуха при разных напряжениях. Характерным является уменьшение времени t3 с ростом давления газа.
На рис. 2.11 приведены зависимости амплитуды тока поверхностного разряда от амплитуды напряжения при различных полярностях острия. Характерным является
Рис. 2.11. Зависимость амплитуды импульса тока от напряжения для титаната бария (а) и двуокиси титана (б) при d=0,5 мм.
Кривые /, 2, 3 сняты при положительной полярности острия, 4, 5, 6— при отрицательной.
Давление воздуха: кривые 1, 4) 200 мм рт. ст., кривые 2, 5) 300 мм рт. ст., кривые 3, 6) 760 мм рт. ст.
е. Электронно-оптическое исследование разряда показало, что свечение на диэлектрике носит диффузный характер. Средняя скорость увеличения радиуса области свечения растет с увеличением приложенного напряжения и для ВаТЮз при d = 0,5 мм составляет в исследованной области напряжений (1—6) • 106 см/с.
Отсутствие запаздывания разряда с острия при подаче импульсов отрицательной полярности свидетельствует о том, что у катода появляются свободные электроны, способные инициировать разряд по поверхности диэлектрика. Опп могут появиться при автоэлектронной эмиссии в результате усиления поля в микрозазорах между металлическим катодом и керамикой. Усиление электрического поля будет тем больше, чем больше диэлектрическая проницаемость диэлектрика, что подтверждается возрастанием запаздывания при разряде по поверхности стеатитовой керамики по сравнению с титанатом бария. По данным работы [51] на острие, стоящем на поверхно
37
сти пластинки из титаната бария, электрическое поле может превышать 107 В/см, при таких высоких полях кроме обычной автоэлектронной эмиссии, обусловленной джоу-левым разогревом, может иметь место взрыв микровыступов на катоде и поверхности диэлектрика с образованием плотной плазмы. Контакт такой плазмы с катодом приводит к дальнейшему усилению эмиссии электронов и ускорению разряда (§ 3.4).
Рассмотрим более подробно процесс запаздывания разряда по поверхности диэлектрика при положительном острие. Время запаздывания зависит от скорости поступления инициирующих заряженных частиц ( в данном случае ионов) в область высокого электрического поля у острия и от скорости развития разряда. Первый процесс зависит от нормальной составляющей электрического поля на электроде, второй — от тангенциальной составляющей на поверхности диэлектрика. Обе составляющие поля увеличиваются с ростом амплитуды импульса напряжения, поэтому время /3 уменьшается (рис. 2.10,а). Положительные ионы, попадая на диэлектрик, тем быстрее вызывают разряд, чем больше тангенциальное электрическое поле. Разряд по диэлектрику — это в основном газовый разряд, поэтому время формирования разряда будет пропорционально 1/ао— Нетрудно показать, что при постоянной амплитуде напряжения это время будет увеличиваться с ростом давления. Поэтому объяснить уменьшение ts с ростом давления газа р не удается.
Появление положительных ионов в области острия может быть вызвано автоионизацией или десорбцией полем атомов и молекул на поверхности острия. При больших давлениях газа эффективным источником ионов может являться автоионизация [52]. Время, необходимое для автоионизации, например, водорода при электрическом поле .~108 В/см составляет 10”10 с. Ток ионов, обусловленный автоионизацией атомов газа, определяется из соотношения i+^pE'L [52], где Е — напряженность поля на острие. По-видимому, именно этот процесс определяет уменьшение времени t3 с ростом давления газа [51].
Для расчета разрядного тока необходимо знать, как меняется емкость промежутка между острием и плоскостью. Если принять, что острие и примыкающая к нему плазма имеют форму круглого диска с радиусом r = vt, 38
ii[ .1 t<1.1 типе диэлектрика d^>'r для емкости получим
C(t) ^4e,0svt,
скорость движения разрядной плазмы по диэлек-г» (4л9 • 109)-1 Ф/м.
ользуя это соотношение, можно рассчитать ампли-мпульса тока разряда. Если разряд появляется и< iiiiicM импульса, поступающего по линии с вол-с< (противлением р, то при v = const амплитуда
4soe»L'o
1 + 4еоерУ ’
iовлетворительно согласуется с экспериментальны-исимостями ta(£7) (рис. 2.11).
Глава 3
ИМПУЛЬСНЫЙ НАНОСЕКУНДНЫЙ (ЛЕКТРИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ВАКУУМНЫХ ПРОМЕЖУТКОВ
3.1. Введение
Явления, происходящие при пробое вакуума, необ-iiimo знать по нескольким причинам. Во-первых, про-сы в начальной стадии вакуумного разряда широко пользуются в наносекундных импульсных рентгеновых аппаратах и в наносекундных импульсных источни-мощных электронных пучков (см., например, {85,86]). вторых, при импульсном пробое вакуумного проме-। ка с вставленным в него диэлектриком можно полу-I. время коммутации короче чем 10~9 с. Это позволяет ользовать такой промежуток в качестве обострителя ина импульсов. В-третьих, пробой в вакуумном прокутке, инициируемый предварительным разрядом по '.чектрику, широко используется при разработке бы-и'йствующих мощных коммутаторов. И, наконец,  ртых, значительное число наносекундных импульс-। ройств работает в вакуумных условиях и поэтому важно уметь оценивать электрическую прочность .уумпой изоляции.
39
Высокие качества вакуумной изоляции обусловлены тем, что при давлении остаточного газа ниже 10~3 мм рт. ст. длины свободного пробега молекул газа и заряженных частиц становятся больше длины межэлектродного промежутка. Это приводит к такому снижению вероятности ионизации молекул остаточного газа, что прекращаются характерные для газового разряда лавинные процессы.
Однако высокий вакуум не является идеальным изолятором; при определенных условиях наступает пробой вакуумного промежутка и переход к дуговому разряду, когда протекающий через промежуток ток ограничен лишь сопротивлением внешней цепи. Если объемные процессы в остаточном газе не могут служить причиной пробоя, то следует считать, что необходимое для развития лавинообразных процессов количество газа, пара и заряженных частиц поставляется в промежуток непосредственно электродами. Поэтому основным вопросом при изучении вакуумного пробоя является выяснение причин образования проводящей среды в промежутке. Однако именно по этому основному вопросу не существует единого мнения [36, 54, 59].
В настоящее время существуют три гипотезы, объясняющие механизм инициирования и развития вакуумного пробоя принципиально разными физическими явлениями: автоэлектронной эмиссией, кумулятивным обменом заряженными частицами между электродами или появлением многоатомных частиц.
Мы не будем подробно рассматривать все эти гипотезы, рассмотрим более подробно те процессы, которые имеют место при импульсном пробое вакуумных промежутков.
Еще в ранних исследованиях Милликена вакуумного пробоя было установлено, что появление предпробивных токов вызывалось автоэлектронной эмиссией. Однако было отмечено, что заметные предпробивные токи появляются при напряженности электрического поля, почти на два порядка меньшей той, которая следует из уравнения Фаулера и Нордгейма. Поэтому было сделано предположение, что электрическое поле усиливается из-за наличия выступов на катоде.
В настоящее время, пожалуй, нет серьезных возражений против автоэлектронного механизма пробоя вакуумных промежутков длиной до сантиметра. Считается 40
ныд что Электроны эмиттируют с Отдельных ло-\ участков поверхности катода. Эго подтвержда-iблюдспиями с помощью электронного проектора .ройного микроскопа [36, 58] (рис. 3.1). При по-ггсльных пробоях происходит регенерация микро-около которых электрическое поле усиливается । ки и сотни раз и достигает таких значений, при •; появляется заметный автоэмиссионный ток.
Рис. 3.1. Микроострия на оптически полированной поверхности металла [36].
И 00?
овка ионами
ютря на единодушие •ее об участии авто-с отдельных острых в на катоде в ить пии пробоя, неполная ее роль ионито-разному. Согласно |редставлениям элек-hi котированные с от-выступов на катоде, * в в промежутке, 1 и ру ют локальные ;пюда и вызывают 1 испарение анодного |.ia. Ионизация паров
|рпводят к накоплению в промежутке паров мази ода и развитию разряда с переходом в’дуго-
• uno. Обычно в пользу такой гипотезы приводят--риментальные данные по переносу материала । катод в предпробойной стадии [63, 64], по влия-лериала анода на пробивное напряжение [65] и нм старых работ Сноди и Чайлса [36], обнару-при развитии пробоя свечение появляется * го на аноде и со скоростью ~6* 105 см/с пе-нромсжуток.
катодного инициирования пробоя получила ю основу в результате работ группы Дайка [35] донвнню перехода автоэлектронной эмиссии вва-> Лугу и работ группы Г. Н. Фурсея [58]. В рабо-рта н гмi рудников [55] экспериментально пока-пробои промежутка наступает тогда, когда ло-напряжгнность электрического поля у вершин ах кис 1\нов достигает некоторой критической *1, которая остается постоянной в диапазоне пяти it длин промежутков (от 10~4 до 10 см). Гипотеза . того и и пилирования удовлетворительно объясняет
41
и связывает появление предпробойных ТОКОВ И инициирование пробоя наличием микроскопических острий на катоде.
Современная техника физического эксперимента позволяет использовать качественно новые методы исследования пробоя в вакууме. Известно, что в изучении газового разряда значительные успехи достигнуты при
Рис. 3.2. Эопограммы, показывающие развитие катодного и анодного факелов при и0 = 35 кВ, d=0,035 см [67] (а); осциллограмма тока в промежутке (б).
использовании методов и приемов наносекундной импульсной техники, высокоскоростной осциллографии, фотоэлектронной и электронно-оптической техники с временным разрешением 10~1С—10~9 с, усилителей яркости изображения и т. д. Первые исследования электрического пробоя в вакууме при использовании импульсов высокого напряжения наносекундной длительности (60, 61] показали, что если к вакуумному промежутку приложить прямоугольный импульс высокого напряжения, то ток в промежутке растет не сразу, а, как и при пробое газа, через некоторое время запаздывания t3. С увеличением перенапряжения на промежутке время запазды-42
'I I;, резко уменьшается и при перенапряжении по-II К)—15% не превышает нескольких десятков нано-|Д. Время роста тока в промежутке tv слабо зависит («ряжения, растет прямо пропорционально длине гжутка и при промежутке в 1 мм составляет при-<> 40 нс. Дальнейшие исследования показали, что in роста тока через время t3 обусловлено возникно-плазменных сгустков на катоде, получивших на-атодных факелов [66, 67] (рис. 3.2). Все после-«роцессы в промежутке (рост тока искры, воз-ше вспышки рентгеновского излучения, разру-шерхности анода и появление анодных факелов)
; наличием катодных факелов. В последние годы веден ряд экспериментов и расчетов для изуче-штия во времени наиболее характерных процес-лектродах и в промежутке при пробоях. В ре-было обнаружено, что взрыв острий на катоде “ждается резким усилением электронного тока, явление, впервые подмеченное и описанное в [121], • названо взрывной эмиссией электронов [74]. По суну в настоящем разделе обсуждается роль взрывной гни при импульсном вакуумном пробое, а в гл. 12 г описано, как это явление используется для гене-напия мощных наносекундных электронных пучков.
Инициирование пробоя вакуумных промежутков
<1К видно из рис. 3.2, моменту возникновения катод-факелов соответствует начало роста тока в проме-
Ныло высказано предположение [66], что катод-елы возникают в результате взрыва микроскопи-илступов на поверхности катода под действием •а разогрева их автоэмиссионным током [58]. у этого предположения на широком катоде продовольно трудно из-за большого разброса гео-ких параметров микроострий и невозможности и каждого из них. Гораздо удобнее проводить ленты с отдельными микроостриями. Исследова-овных закономерностей форсированного взрыва мовых автоэмиттеров проведено в работе [72]. «►вались прямоугольные импульсы высокого пазя длительностью от 4 мкс до 5 нс. При длитель-.. импульса в 5 нс с эмиттера радиусом 10-5 см и М конуса 10° удалось получить без разрушения
43
Рис.
с вольфрамового острия перед его взрывом.
3.3. Ток электронов
плотность тока 4- 109 А/см2. При этом перед разрушением острия наблюдалось явление самопроизвольного роста тока (рис. 3.3). Обнаружена резко выраженная зависимость времени задержки разрушения острия /3 от £0 на его вершине (рис. 3.4) Оказалось, что произведение квадрата плотности тока на время t3 в большом интервале плотностей тока и времен запаздывания остается величиной постоянной и равной примерно 4 • 109 А2 с/см4.
Для объяснения результатов, полученных в [72], решалась [73] нестационарная задача с учетом эффекта Нот-тингама *. В общем случае средняя энергия, с которой электроны проводимости подходят из глубины металла к эмиссионной границе, отлична от той средней энергии, которую уносят эмиттирован-ные электроны. Это может катода при низких темпе-
приводить к разогреву
ратурах и охлаждению при высоких. Необходимость учета этого эффекта обоснована в (75, 76]. В (73] учитывалась также термоавтоэмиссия и зависимость удельного сопротивления материала эмиттера от температуры. Предполагалось ,[73], что острие имеет цилиндрическую форму. Если принять, что удельное сопротивление растет линейно с температурой с коэффициентом пропорциональности Хо, то
/2/3 = арс/х0,	(3.1)
где р и с — плотность и удельная теплоемкость материала; / — плотность термоавтоэлектронного тока с катода. Для вольфрама а~55, и тогда выражение (3.1) дает величину jzt3 4,5 • 109 А2-с/см4, что хорошо согласуется с экспериментальными результатами [72].
Использование результатов исследования взрыва автоэмиттеров для широких электродов хорошо объясни
* Описание этого эффекта можно найти в работе [35]'.
44
ысокую критичность времени задержки t3 к средней кяженности поля в промежутке [67]. В [78] была чериментально показана высокая критичность време-шпаздывания пробоя промежутков длиной до 15 мм н'ренапряжению. Превыше напряжения над статским пробивным на 30% юдит к уменьшению лени запаздывания t3 от ITKOB секунд до 10~в— с.
1?.сть и другие прямые 1 ачательства идентично-и инициирования пробоя
1 острийном и плоском ка-IX. Например, с помощью 'электрической регистра-с временным разреше-। порядка 10-9 с было ружепо [89], что спектр чепия катодного факела плоских алюминиевых гродов аналогичен спек-полученному при Ийпом алюминиевом Kall обоих случаях плаз-1 ла состояла из одно-।рядных ионов алю-Скорость расширены при взрыве п<а к скорости
катодных факелов при широком катоде и  рно 2 -106 см/с [101].
сказанное, можно с большим основанием > инициирование импульсного пробоя ва-гКутков длиной до сантиметра обусловле-— " «акроострий на катоде.
Рис. 3.4. Зависимости времени задержки взрыва микроострия от плотности электронного тока перед взрывом (1) и от напряженности электрическО' го .поля на острие Eq (2).
Закономерности роста тока в искровой стадии пробоя
|||<>||||ооптнчсские исследования свечения при (рис. 3.2) показывают, что по мере расширения N факелов растет ток в промежутке, а полное • pMliic промежутка происходит при значении тока, 45
близком к амплитудному. Это дало возможность сделать вывод, что рост тока обеспечивается эмиссией электро нов с поверхности расширяющихся катодных факелов. При анализе этого процесса плодотворными оказались идеи Флинна {79], предположившего, что рост тока в рентгеновских трубках с поджигом на катоде обуслов лен сокращением из-за расширения катодной плазм ы вакуумной части промежутка, токопрохождение в кото рой определяется известным законом степени 3/2. Так как на катоде факелы возникают не одновременно и число их меняется от разряда к разряду (66, 67], то имеет смысл вначале рассмотреть закономерности роста тока из одиночного катодного факела, образовавшегося при взрыве острийного катода и расширяющегося с постоянной скоростью v. При этом задача сводится к нахождению закона степени 3/2 для системы данной геометрии. По методу Матрикона и Трауве {80] было найдено выражение для эффективного промежутка эквивалентного диода простой геометрии. При этом поле вблизи катодного факела можно найти, рассмотрев проводящую систему, состоящую из сферы радиуса vt, ортогонально пересекающуюся с конусом [81]. В результате [83] было найдено следующее выражение для закона степени 3/2
i(t) ^37A^u^{t)vt/{d^vt),	(3.2)
где u(t) —напряжение на вакуумном промежутке. Формула справедлива для условия, когда радиус факела vt<^d и когда взрывается только кончик эмиттера и не работает его боковая поверхность. Из выражения (3.2) следует, что отношение тока к напряжению в степени 3/2 (кинематический первеанс электронного пучка) оказывается однозначной функцией отношения vt/(d—vt) (рис. 3.5, кривая 1),
Экспериментально зависимость первеанса от отношения vt/(d—vt) исследовалась в диапазоне промежутков 0,5—6,0 мм и напряжений 10—100 кВ [74].
Найденные значения первеанса хорошо согласуются с результатами, полученными из (3.2), если скорость движения границы эмиссии электронов из плазмы при пять равной 2-Ю6 см/с. На этом же рисунке приведши кривая 2, полученная из известной формулы Чайлда-Ленгмюра для плоского катода при условии, что ши» щадь эмиссии факела равна лу2/2, а эффективный пр-' межутод между катодом и анодом равен (d—eh 46
ню, что использование закона Степени 5/2, не учитЫ-кнцего ограниченности эмиссионной поверхности, дает ниженные на один-два порядка значения тока. Превы-шлие тока над током по закону степени 3/2 для плоских электродов из-за ограниченности эмиссионной поверхности характеризуется коэффициентом
/г~5(й—vt)lvi. (3.3) Эта зависимость представлена кривой 3 на рис. 3.5.
При использовании широких электродов на катоде одновременно возникает п факелов. В [68] было получено следующее выражение для тока искры для этого случая
(1-/h)3/Wh1/2 =
= (1-7’p)7'pAV2	(3.4)
toe ln='Ri(t)IU0 uTp=vtld— Ормированные значения то-М и времени; R— сопротив-МНИе внешней цепи; Uo — Ыллитуда импульса напря->В11ия; b = SYOm-v^-vz^o-i/s.
Нормированное время та тока Тр между уровня-
—О,17о как функция .тра b приведено на (>. При использовании ависимости время рока /р определится так:
/p = (Z7’p(&)/a.	(3.5)
Рис. 3.5. Кинематический первеанс электронного пучка с острия после его взрыва (кривая 1) и первеанс, рассчитанный по формуле Чайлда—Ленгмюра для плоского диода (кривая 2). Кривая 3 показывает отношение зависимостей 1 и 2.
Рис. 3.6. Зависимость нормированной величины времени роста тока Тр от параметра Ь.
ормула предсказывает о зависимость време-
<>т числа факелов п, сопротивления R и напряже-На рис. 3.7 приведены графики для промежутков гм, которые подтверждают этот вывод. По наклону н tp(d) можно определить скорость расширения <>в. В условиях экспериментов [61, 68] параметр
47
Рис. 3.7. Зависимость времени роста тока от длины вакуумного промежутка.
Экспериментальные точки соответствуют различным амплитудам напряжения в диапазоне 10—200 кВ.
0,6- 0,7 и Tv(b)^Q,7. Тогда из выражения (3.5) у «2 • 10е см/с.
В [82] было измерено время роста тока для промежутков до 2 см между острийным катодом и плоским анодом. Эти измерения, в основном, подтверждают результаты, полученные ранее [61, 68].
Рассмотренная модель роста тока просто объясняет появление короткой рентгеновской вспышки в импульсных рентгеновских трубках, в которых используется вакуумный пробой, и работу сильноточных одноострий-ных, многоострийных и плоских катодов в мощных на-
носекундных ускорителях электронов. Более подробно этот вопрос будет рассмотрен в гл. 12.
3.4. Прикатодные процессы в искровой стадии вакуумного пробоя
Как отмечалось раньше, взрыв острия сопровождается резким усилением испускаемого им электронного тока. Есть основания предполагать, что катодный факел является начальной фазой катодного пятна дуги, однако природа поддержания проводимости между плазмой и катодом и усиления эмиссии электронов в рассматриваемом случае еще не ясна. При попытке измерения наиболее важных характеристик плазмы факела встречаются трудности, обусловленные малыми размерами факела и большим градиентом концентрации частиц в нем.
Значительную информацию о природе прикатодных процессов может дать экспериментальное исследование скорости поступления металла в плазму факела и скорости расширения последнего. Поступление металла в факел при использовании широких электродов определить трудно. Так, например, при исследовании методом меченых атомов с точностью примерно 10~н г переноса металла с катода на анод в период роста тока искры иг 48
Рис. 3.8. Зависимость массы молибденового острия, уносимой за один импульс, от числа импульсов N при различных значениях d [59].
обнаружено (67]. Поэтому был применен катод в виде острия, а количество уносимого металла определялось при сравнении фотографий острия, полученных с помощью электронного или оптического микроскопов до и после функционирования факела.
В экспериментах с остриями из молибдена, проведенных в лаборатории автора, было показано, что количество переносимого металла на единицу заряда составляет примерно (10-5—10-4) г/Кул. При первом взрыве катода с геометрией автоэлектронного эмиттера уносится наибольшее количество металла. С ростом числа поступающих импульсов /V увеличивается радиус вершины катода, а уносимая за один импульс масса металла A4i уменьшается [59, 84]. На кривых (рис. 3.8) можно выделить две области. Область / характеризует-। большим значением к'сы Afi. В области II
юса A4j является практически постоянной величиной.
реход из области I в область II происходит при движении радиуса вершины катода 8—12 мкм. При про-жутках 1—2 мм, напряжении '20—40 кВ и токах до О А скорость поступления металла в факел находится пределах IO"-3—10-2 г/с для катодов из молибдена и льфрама и в несколько раз ниже для медных катодов.
Скорость расширения границы катодного факела из-рялась разными методами для катодов из вольфрама, >либдена, меди и алюминия. Было показано, что она тактически не меняется во времени, находясь в преде-tx (1,5—3) -106 см/с. [67].
Из вышесказанного следует, что приблизительно че->•3 I нс после возникновения катодного факела и при • диусе факела более 10-3 см для описания его расши- пня можно пользоваться моделью адиабатического плота газового шара в пустоту. При этом скорость дви-• нпя переднего фронта плазмы факела запишется виде [87]:
* - 343
49
г) = ]/4ут)г/(у—1),	(3.6)
где	“ Показатель адиабаты; е — удельная теп-
лота сублимации металла; р— степень перегрева металла. Экспериментальные данные при исследовании быстрого взрыва проводников за время порядка 10~8 с показывают, что степень перегрева металла может быть равна 2—5 £88]. Если у=5/3, то г>=(1~2) . 106 см/с для металлов W, Си, AI, Мо,
Можно показать, что в этом случае распределение концентрации частиц по радиусу имеет вид £66]
п (г) = MQ (pt ~ r)l4^tnaVr29	(3.7)
где М— скорость поступления металла в плазму факела; — масса атома металла; ©(vt—г) — тэта-функция, равная 1 при r<vt и нулю при r>vt. Из формулы (3.7) следует, что при скорости поступления металла в плазму 10~3—10-2 г/с концентрация вблизи поверхности катода может превышать 10J9 частиц в 1 см3. Высокая концентрация плазмы у катода подтверждается наличием самопоглощения спектральных линий двухзарядных ионов металла катода. Температура электронов, определенная по отношению интенсивностей спектральных линий, через 20 нс после возникновения катодного факела составила примерно 4,5 эВ [89]. Нетрудно показать, что количество выходящих вторичных электронов под действием бомбардировки катода ионами плазмы очень мало, так как энергия ионов составляет несколько электрон-вольт. Мала также ионная составляющая тока в факеле. Из результатов анализа уноса металла с катода следует, что ' эмиссионная поверхность составляет i0’fi см2. Тогда некоторая средняя плотность тока с катода составит примерно 107 А/см2. Предположим, как это было сделано в [58], что данная плотность тока вызвана термоавтоэмиссией под действием электрического поля, возникающего в месте контакта катода с плазмой вследствие разделения зарядов плазмы при их тепловом движении (т. е. дебаевского поля Ер). При плотности тока 107 А/см2 величина электрического поля на катоде, например, для молибденового катода должна быть при* мерно равна 6-Ю7 В/см. Это поле определяется соотношением
Ep-ET/aLp=l,25- 10-5(пТ)Ч
50
где Ld — дебаевский радиус экранирования, Т — температура, К; п — концентрация электронов; k — постоянная Больцмана. Если принять, что температура электронов равна температуре Ферми, т. е. 8-Ю4 К, то при указанном значении дебаевского поля концентрация у поверхности катода должна быть порядка 1020 см-3 [74].
3 5. Анодные процессы в искровой стадии пробоя
В большом количестве работ по вакуумному пробою отмечалось, что вакуумный пробой сопровождается разрушением анода и переносом материала анода на катод. Электронно-оптические исследования разряда в вакууме в наносекундной диапазоне, о которых говорилось выше (рис. 3.2), свидетельствуют о том, что светящийся факел на аноде возникает после начала роста тока, т. е. испарение анодного материала не связано с инициированием импульсного пробоя и не обусловливает его. Анодный факел расширяется со скоростью тоже порядка 108 см/с, а яркость его быстро нарастает и становится больше яркости катодного факела.
Из рис. 3.2 нетрудно установить, что появление анодного факела обусловлено воздействием на анод электронного потока, эмиттируемого катодным факелом н период роста тока искры.
В [59] экспериментально определена плотность электронного тока на аноде при острийном катоде. Было показано, что монотонный рост плотности тока в течение времени tp сопровождается резкими кратковременными (менее 10~8 с) всплесками, амплитуда которых может в несколько раз превышать среднее значение. В [92, 93] было обнаружено, что эти всплески сопровождаются коллективным ускорением ионов плазмы катодного факела.
Типичные распределения плотности тока на аноде для Нескольких значений моментов времени при промежутке I мм и напряжении 30 кВ представлены на рис. 3.9. Плотность тока максимальна в направлении оси иглы. Плотность потока мощности на аноде по оси иглы в зависимости от времени определяется из соотношения
МО = /а (О [Uv-i (/)>/?].
Максимум плотности потока мощности соответствует току i=Uo!2R и в зависимости от условий достигает зна-
51
чений 10е—109 Вт/см2 [59, 66, 67] при длительности потока порядка /р. Такое воздействие пучка электронов можно сравнить с воздействием на мишень гигантского лазерного импульса. Известно [90], что при воздействии
Рис. 3.9. Распределение плотности тока на плоском аноде в зависимости от расстояния г от оси острийного катода [59] при разном значении времени.
светового импульса с такой плотностью мощности происходит взрыв мишени и образуется плазменный факел, скорость разлета которого находится в хорошем численном согласии со скоростью разлета анодного факела.
Следует отметить,, что с помощью анодных факелов можно быстро получить пары любого металла. Учитывая, что одновременно с этим атомы металла возбуждаются при протекании разрядного тока, данный метод, по-видимому, может быть использован для создания импульсных лазеров на парах металлов [59].
3.6.	Импульсный разряд по поверхности, диэлектрика в вакууме
Внесение диэлектрика в вакуумный промежуток еще более усложняет процесс развития разряда. При этом существенно снижается электрическая прочность промежутка и ускоряется процесс развития разряда. Кофойд [96] показал, что решающую роль в процессе инициирования пробоя играет контакт катода с диэлектриком. Это объясняется тем, что в местах прилегания диэлектрика к катоду усиливается электрическое поле, так как в области контакта всегда имеются вакуумные зазоры. Напряженность электрического поля -в этих зазорах определяется соотношением £'=£ое/(еД/с?+1), где Ео, е, d- -напряженность электрического поля, диэлектрическая проницаемость и толщина диэлектрика, а А — зазор между диэлектриком и металлом. Если еАД/<С1, то ноле в месте предполагаемого контакта усиливается в е раз. 52
В этих условиях инициирование разряда, как в условиях разряда в вакууме, вызвано автоэлектронной эмиссией с микронеоднородностей на катоде и взрывом этих микронеоднородностей.
Существенно влияет на электрическую прочность вакуумных промежутков с помещенным в них диэлектриком процесс заряда поверхности диэлектрика, величина и знак которого существенно зависят от угла наклона поверхности к направлению электрического поля. При
нс. 3,10. Зависимость напряжения перекрытия диэлектрика (стеати-•ная керамика) от диаметра электрода, создающего неравномерное поле [98]:
статическое напряжение перекрытия при неравномерном поле на катоде; импульсное напряжение перекрытия при неравномерном поле на аноде; мпульсное напряжение перекрытия при неравномерном поле на катоде.
Э1 и Э2 — электроды. £>=1,1 см, 6=0,2 см.
действии на диэлектрик импульсов напряжения ма-длительности (-<710 7 с) его пробивная напряжен-|> может быть повышена почти в три раза при опти-i.iiOM угле наклона поверхности к направлению элек-1'Н'Ского поля. Например, если диэлектрик имеет и,р.му усеченного конуса с меньшим основанием у ано-,л, этот угол составляет приблизительно 45°.
Подробное осциллографическое и электронно-оптическое исследование развития разряда по поверхности и пичпых керамик в равномерном и неравномерном > к проведены в работах [97—99]. При помещении ди-грика между плоскими электродами разряд разви-
» от катода к аноду со скоростью о=(1-н7)Х
53
Х107 см/с (£= (1 -т-2) • 1О5 В/см). Скорость развития разряда при увеличении давления остаточного газа от 10~5 до 10~2 мм рт. ст. (£=120 кВ/см) растет с 2,2-107 до 4 • 107 см/с.
Процесс развития разряда существенно усложняется, если поле в области катода неравномерно {97]. При этом наблюдается уменьшение импульсной электрической прочности. На рис. 3.10 приведена зависимость напряжения перекрытия для импульса с фронтом 1 нс и длительностью 0,5 мкс при различных диаметрах электрода,
Рис. 3.11. Зависимость времени запаздывания перекрытия различных диэлектриков от амплитуды импульса напряжения [98]:
/ —форстерит, 7>=«3,2 см, 6=0,4 см, d=0,6 см (диаметр катода), в аноде сделано углубление диаметром 3,0 см и высотой 8 мм; 2— форстерит, 0 = 3,2 см, 6 = 0,4 см, rf=0,6 см; 3 — форстерит, £>=3,2 см, 6 = 2 см, d=0,6 см; 4 — стеатит, Р=1,1 см, 6=0,2 см, rf = 0,2 см; 5 — стеатит, £>=1,1 см; 6 = 0,2 см, d=0,2 см (диаметр анода).
Вертикальные штрихи указывают на разброс наблюдаемых величин.
задающего неравномерное поле. Здесь же приведена аналогичная зависимость для статического пробивного напряжения. Если диаметр катода с острыми краями меньше диаметра диэлектрика, импульсная электрическая прочность уменьшается, что обусловлено усилением тангенциальной составляющей поля у катода из-за неравномерного распределения потенциала по поверхности диэлектрика, вызванным наличием поверхностных и объемных емкостей [97]. Так же как и в равномерном поле, разряд развивается со скоростью порядка 107 см/с (при неравномерности поля на катоде).
54
На рис. 3.11 приведена зависимость времени запаз-|напия пробоя по поверхности диэлектрика (см. с. 3.10) от амплитуды прямоугольного импульса при 1ЛИЧНЫХ условиях [97]. Кривые 4 и 5 иллюстрируют ияние полярности электрода с неравномерным полем । характер кривой . Статическое пробивное наряжение при неравномерности поля в области катода ривые 1—3) было больше 50 кВ. При неравномерном ole на аноде при амплитуде импульса £7<39 кВ время резко возрастает от 20 нс до более чем 500 нс. Оно ще больше увеличивается с ростом давления остаточно газа и напряженности поля. Существенную роль развитии разряда играет слой газа, сорбированный на чверхности диэлектрика. Для увеличения импульсной . юктрической прочности диэлектрика необходимо уменьшить число молекул газа на его поверхности и уменьшать ток электронов на поверхность из контакта ка-|од — диэлектрик. Последнее достигается улучшением онтакта катод — диэлектрик, например, углублением катода в диэлектрик [96].
Время спада напряжения на промежутке и роста тока В нем в процессе пробоя при разряде по диэлектрику в вакууме существенно ниже, чем в тех же условиях, по без диэлектрика, и составляет величину, не более чем IO-9 с [97].
Относительно слабая зависимость времени запаздывания разряда по поверхности диэлектрика от амплитуды импульса и короткое время коммутации создают благоприятные условия для применения такого пробоя в обострителях, служащих для укорочения фронта импульса. При этом удается создать обострители [100], способные работать при регулировке амплитуды импульса без изменения длины вакуумного промежутка (см. §5.5).
В работе [97] было обнаружено, что в процессе развития разряда по поверхности диэлектрика в вакууме из разрядной плазмы эмиттируются электроны еще до того, как промежуток будет полностью перекрыт ею. В работе [101] было использовано большое число таких незавершенных разрядов по поверхности диэлектрика с большой диэлектрической проницаемостью е (ВаТЮ3) для создания импульсного источника электронов с током до 104 А. Более детальное исследование разряда по поверхности титаната бария (ВаТЮз, е~1 500) было проведено
55
в (99]. Вольфрамовый катод имел форму иглы, которая касалась поверхности керамики. В этой работе было установлено, что начало роста тока разряда по керамике, начало появления тока электронов и момент возникновения свечения в области катода с точностью до 10~9с совпадали. Это доказывает, что эмиссия электронов возникает при появлении плазмы у катода, так же как при разряде в вакууме с острийным катодом.
Разряд начинался при некотором пороговом напряжении. Этому же моменту соответствовало появление в спектре излучения катодной плазмы линий нейтрального и однократно ионизованного бария, а затем линий титана, кислорода и вольфрама. Следовательно, образование катодной плазмы вызвано разрушением керамики и катода.
3.7.	Импульсный разряд в вакууме, инициируемый искусственным поджигом
Пробой вакуумного промежутка можно вызвать вспомогательной искрой у одного из электродов даже при напряжении на промежутке, существенно меньшем пробивного без поджига. Для создания поджигающей искры используется вспомогательный поджигающий электрод, который обычно отделяется от одного из электродов диэлектрическим или вакуумным зазором. Разряд в нем и создает поджигающую искру. Вакуумный разряд с дополнительным поджигом используется для получения коротких рентгеновских вспышек и для коммутации больших импульсных токов.
Процессы, происходящие при таком разряде зависят существенно от энергии, затраченной на поджигающую искру. При маломощном поджиге для завершения разряда необходимы вторичные процессы на электродах, поэтому он имеет много общего с вакуумным разрядом без поджига. При большой энергии, выделенной в поджигающей искре, плазмы может оказаться достаточно, чтобы замкнуть промежуток и обеспечить достаточную проводимость. И. Н. Сливков показал [36], что минимальная энергия поджигающей искры на катоде, необходимая для пробоя вакуумного промежутка длиной 0,4—1 см (р=10-6 мм рт. ст.), в зависимости от материала электродов колеблется в пределах 10“8—5-10"7 Дж. При этом в области катода из поджигающей искры, вы-56
деляется в промежуток 107—108 частиц плазмы. Если поджиг осуществлялся на аноде, то его минимальная энергия составляла величину порядка 10~3 Дж и быстро возрастала с увеличением длины основного вакуумного зазора.
Результаты работы [36] позволили сделать вывод, что для зажигания разряда важны локальная плотность плазмы у катода и напряженность поля в том месте у катода, где появляется плазма. Есть основание полагать, что плазма поджигающей искры создает условия для эмиссии электронов с катода так же, как при образовании катодного факела в вакуумном промежутке и при разряде по поверхности диэлектрика в вакууме.
В дальнейшем характер разряда существенно зависит от энергии, выделенной в поджигающей искре, от величины накопительной емкости и импеданса контура. При маломощном поджиге, малом импедансе и большой величине заряженной емкости, подключенной к промежутку, плазма поджига обуславливает электронный ток только в начальной стадии коммутации, а затем в разряде необходимо участие вторичных процессов. Процесс коммутации тока в этом случае может происходить в результате замыкания промежутка плазмой, образующейся на аноде под действием катодного электронного пучка, обусловленного поджигающей искрой.
При разряде с мощной поджигающей искрой на катоде Флинн [79] предположил, что процесс разряда между основными электродами вызван распространением плазмы поджигающей искры. При этом он допустил, что между передним фронтом плазмы и анодом протекает электронный ток, ограниченный собственным пространственным зарядом. В процессе движения плазма закорачивает промежуток, а напряжение оказывается приложенным к промежутку между фронтом плазмы и анодом. Приняв за. основу эту модель и определив ток по закону степени 3/2, можно рассчитать процесс разряда конденсатора на вакуумный промежуток с движущейся плазмой. Расчет полезен при анализе работы рентгеновских аппаратов с накопительной емкостью.
57
Глава 4
ЛИНИИ ПЕРЕДАЧИ И ИХ ИСПОЛЬЗОВАНИЕ В ГЕНЕРАТОРАХ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ
4.1. Введение
Для формирования, преобразования и передачи наносекундных импульсов применяются линии передачи, которые обеспечивают передачу наносекундных видеоимпульсов с шириной спектра вплоть до гигагерц. В основе их использования в импульсной технике нано-секундного диапазона лежат два основных свойства: 1) при определенных условиях импульс может распространяться по линии без искажений; 2) входное сопротивление отрезка линии передачи при соответствующей нагрузке или времени распространения является чисто омическим. Однако при этом необходимо, чтобы линии обладали малыми потерями, а неоднородности в них не оказывали существенного влияния на передачу сигналов.
В технике формирования мощных наносекундных импульсов с амплитудой напряжения от единиц до сотен киловольт используются коаксиальные и полосковые линии. При генерировании импульсов напряжений до 10е В и более используются коаксиальные линии с жидкой изоляцией (трансформаторное масло, глицерин, вода). При генерировании импульсов большого тока с амплитудой до 105—10е А, когда волновое сопротивление линий должно быть малым, применяются полосковые линии передачи.
Основными параметрами, характеризующими линию передачи, являются скорость распространения волн и волновое сопротивление. Электромагнитные волны распространяются в линии со скоростью
=	(4.1)
где Со, Lo — погонные емкость и индуктивность линии. В любой точке однородной линии волновое сопротивление определяется из соотношения
? = VLjC~a.	(4.2)
58
г параметров Lo и Со коаксиальных линий передй-жно найти в монографии [103]. Напомним, что вол-luic сопротивление коаксиальной линии без потерь за-ит от размеров и диэлектрической проницаемости •ляции и определяется из соотношения
!р = (60/]/е)InD/d [Ом],	(4.3)
е D и d— диаметры внешнего и внутреннего проводков. Для полосковой линии, состоящей из двух парал-льных лент,
р = 311 af b У г,	(4.4)
е b—ширина полосы; а — расстояние между поломи.
4.2. Анализ волновых процессов в линии, включенной в электрическую схему
! На рис. 4.1 приведена схема, включающая источник д. с. Uо с внутренним сопротивлением г\, линию передачи без потерь длиной I с волновым сопротивлением И нагрузку г2.
Напряжение в произвольной точке х от начала ли-и в операторной форме
1 I m о 2РТ <
Uypy.^a У +	(4.5)
<• р — оператор Лапласа; а = p/(Zj 4* р); Т = УуСа — I емя пробега волной единицы длины линии; mv= (z2—p)/(z2 + p), m0= (zi—p)/(zi + p) —соответственно ’эффициенты отражений от начала и конца линии. Так к Zi и z2 в общем случае могут быть комплексными 1 личинами, то и и пг0 тоже могут быть комплекс-ши.
59
Напряжение па сопротивлении >i
и ,ЛР>	‘+	и .	(4.6)
1 — mQmLe t
Рассмотрим некоторые частные случаи, вытекающие из формул (4.5), (4.6).
1. Если 2х=р, г2=0, то
Vx(p)=l/zUQ[i~e^pT(i-x)Y
Проводя обратное преобразование Лапласа, получаем ^(0=1/2Щ1-1[/-2Т(/-х)}},	(4.7)
т. е. в точке х появится прямоугольный импульс напряжения с амплитудой Uo/2 длительностью 2T(J—х), определяемой двойной длиной короткозамкнутого отрезка. При х=0 прямоугольный импульс длительностью 2TL будет сформирован на входе линии и на сопротивлении 24.	•
2. ЕСЛИ Zi = р, 22=00, то
U 21<Р) = (ВД(1-е-^)э
или после преобразования
ib: _	. £/г1.(0 = (ЬЬ/2)(1—1(7- 277)].	(4.8)
Выражение (4.8) описывает прямоугольный импульс с амплитудой Uq/2 длительностью 2TL Нетрудно видеть, что схема на рис. 4.1 при указанных выше величинах Zi и z2 аналогична схеме замещения генератора с разомкнутой заряженной накопительной линией, анализ которой будет дан ниже.
В технике генерирования мощных наносекундных импульсов находят применение линии с изменяющимися по длине погонной емкостью и индуктивностью, основной характеристикой которой является закон изменения волнового сопротивления вдоль линии. При использовании таких линий для передачи импульсов можно корректировать их форму. Подробное изложение вопросов теории и применения таких линий дано в работах {1, 3, 104].
4.3. Искажения импульсов в линиях передачи
Импульсы, передаваемые по линиям передачи, при определенных условиях могут искажаться. Во-первых, если в спектре передаваемого импульса есть волны длиной, соизмеримой с поперечными размерами коаксиальной линии, то в ней возникают волны высшего типа ТЕ 60
I TM. Этот эффект особенно заметно проявляется на |Ысоких частотах, поэтому высокочастотные компоненты |удут отражаться, что приводит к искажению формы [Мпульса. Критические частоты коаксиальных линий Шределяются из следующих формул: для волны ТЕ
|	fKP = 2^(r>;+d)l/7,	(4.9)
[Ля волны ТМ
fKP = c/(Z)-d)]/s,
(4.9а)
где с — скорость света в пустоте; D и d — диаметры проводников коаксиальной линии.
Во-вторых, форма импульса искажается из-за потерь теталле, диэлектрических потерь в изоляции и потерь, । шанных ионизационными процессами.
Современная технология изготовления высоковольт-х коаксиальных кабелей с твердой изоляцией обеспе-нает малый объем воздушных включений. Поэтому иянием ионизационных процессов на искажение высо- ъольтных импульсов можно пренебречь. В [105] иссле-. жалось искажение высоковольтных импульсов с амплитудой до 70 кВ при передаче их по кабелю РК-103 длиной 530 м. Было экспериментально показано, что наличие ионизационных процессов (короны) не оказывает существенного влияния на затухание и искажение высоковольтных импульсов и что расчет деформации таких импульсов в коаксиальных кабелях с твердой изоляцией при высоких напряженностях электрического поля (до 50 кВ/см) может производиться по методике, используемой при малых напряженностях. При этом экспериментально полученное значение затухания оказывается на 3—8% больше расчетного. Дополнительные исследования показали, что эта разница объясняется возникновением импульсной короны в воздушном зазоре между твердой изоляцией и оплеткой кабеля.
Диэлектрические потери в изоляции при частотах до 50 МГц для кабелей с полиэтиленовой изоляцией не превышают 3—5% от потерь в металле, и в указанном частотном диапазоне ими можно пренебречь. Однако с увеличением частоты потери в диэлектрике возрастают быстрее потерь в металле и при частотах, превышающих 1,5—3 ГГц, они преобладают [3, 103].
61
При учете только потерь в металле деформация прямоугольного импульса («единичного скачка») может быть описана выражением [106]
h(l, 0 = 1 -Ф (6//2/0),
(4.Ю)
где h(l, 0—переходная характеристика кабеля;
Ф(2\//2	—интеграл вероятности, значение которого
можно найти в таблицах [107];
Цп и рп — соответственно, абсолютная магнитная проницаемость и удельное сопротивление материала проводников. Подробный анализ искажения наносекундных импульсов в коаксиальных и полосковых линиях с уче том потерь в диэлектрике дан в работах Г. В. Глебовича
[3, 108]. В качестве примера на рис. 4.2 приведены пере , ходные характеристики отрезков кабеля РК-50-11-13 различной длины [3].
Наконец, третьей причиной, приводящей к искажению передаваемых импульсов являются неоднородности в линиях. Возможны два типа неоднородностей:
1. Неоднородности, непосредственно связанные с электрической схемой со единения отдельных узлов и
подключении к линии дополни соединении линий с разным вол-разветвлением линий и т. д.).
длиной 1, 5, 10, 30 м. цепей генератора (при тельных элементов, при новым сопротивлением,
2. Неоднородности конструктивно-монтажного харак тера (резкое изменение размеров проводников, включс ние опорных изоляторов, обрыв линий и т. д.).
Для расчета влияния неоднородностей первого типа на форму волны обычно пользуются схемой замещения, состоящей из последовательно включенного двухполи» 62
и<а и генератора. Генератор состоит из источника на->яжения 2U, где U — напряжение волны, имеющей продольную форму, и волнового сопротивления р перепотей линии. Двухполюсник состоит из входного шротивления оставшейся части линии р и входного со-ютивления включаемого элемента схемы z. Вид двух->люсника зависит от способа включения неоднороднос-ii (рис. 4.3). Необходимо иметь в виду, что схема за-
Рис. 4.3. Неоднородности в линии передачи и схемы их замещения.
мещения справедлива только для промежутка времени от момента прихода волны к месту неоднородности до момента возврата от конца и начала линии тех волн, которые преломились и отразились в месте неоднородности.
При анализе неоднородностей в линиях передачи и их воздействия на форму импульса можно пользоваться результатами, полученными в технике СВЧ. При этом необходимо знать наибольшую частоту /макс в спектре импульса, которую нужно передать без существенного изменения амплитуды и фазы. За величину /макс можно принять верхнюю граничную частоту частотной характеристики, соответствующую точке, в которой амплитуда падает до значения 1/]/2 амплитуды на средних частотах. Связь между /макс и длительностью фронта импульса, определяемой между уровнями 0,1—0,9 амплитудного значения, имеет вид (1]: /Макс~0,4//ф.
63
Влияние неоднородности второго типа на форму волны напряжения в общем случае {1] учитывается включением вместо неоднородности П- и Т-образного четырехполюсника, параметры которого зависят от характера неоднородности и размеров линии. Простейшие неоднородности, которые будут интересовать нас, можно заменять емкостью, включенной параллельно линии.
Л	Pz
г
Рис. 4.4. Неоднородности в линиях, обусловленные изменением размеров проводников (а, б, е) и схема их замещения (г).
Рассмотрим некоторые часто встречающиеся неоднородности. При скачкообразном изменении радиусов проводников коаксиального кабеля практически имеют место три различных случая (рис. 4.4): 1) изменяется диаметр только внутреннего проводника (рис. 4.4,а), 2) изменяется диаметр только внешнего проводника 64
рис. 4.4,6); 3) изменяются одновременно тот и другой с i метры (рис. 4.4,в). Во всех случаях неоднородность нпывается емкостью
C = FD,
Где D — диаметр внешнего проводника (на рис. 4.4,6 можно считать D= (Di+Dz) /2}I.
Зависимость коэффициента F от отношения диаметров представлена на рис. 4.5 [1]. Случай, когда
><«ответствует обрыву внутреннего проводника линии. Величина емкости С для третьего случая равна сумме
4.5. Графики для расчета емкости С, соответствующей неоднородностям, приведенным на рис. 4,а, б.
гостей двух предыдущих случаев. При этом вначале дполагается наличие скачка диаметра только у вну-нпего проводника, а затем у внешнего. Необходимо •ть в виду, что приведенные здесь данные можно пользовать, если длины воли K>5D', где D' — наи-п.ший из диаметров линии.
Кривые, приведенные на рис. 4.5 для определения F, сдназначены для расчета воздушных линий. Если ди-юктриком с диэлектрической проницаемостью е заполни только линия, имеющая внутренний проводник пьшего диаметра, то величину емкости С, вычислен-к> с помощью графиков рис. 4.5, следует умножить
г. Если диэлектриком заполнена линия с большим «Метром внутреннего проводника, то в первом прибли-нии можно считать, что величина С, найденная для щдушной линии, остается без изменения. Для линий, которых изменяется диаметр внешнего проводника, 343	65
можно считать, что при заполнении диэлектриком линии большого диаметра значение С увеличивается в ; раз, а при заполнении; .меньшего — величина С не меняется. Если диэлектриком заполняется часть коаксиальной линии, размеры которой не меняются,.то это равносильно скачкообразному уменьшению волнового сопротивления.
В некоторых случаях размеры линий могут скачкообразно меняться при неизменном волновом сопротивлении. При этом необходимо соблюдать условие: dJD^ =^г/£>2. Неоднородность в месте стыка учитывается включением в схему замещения емкости С, влияние которой можно существенно ослабить сдвигом внутреннего проводника на расстояние Д = £>2/10 от места неоднородности (на рис. 4.4,в показано пунктиром). Это равносильно включению последовательной индуктивности, компенсирующей действие емкости С. При высоких напряжениях в линии электрическая прочность такого перехода мала из-за наличия острых углов. Для увеличения электрической прочности лучше использовать плавный конический переход от одной линии к другой. Длину этого перехода целесообразно выбирать из соотношения
Конический переход часто используется при конструировании разрядных устройств, рбострителей и т. д. Способы устранения неоднородностей, вызванных опорными элементами из диэлектрика, описаны в [1].
Нормальная работа линий передачи может нарушаться также из-за электрического пробоя изоляции кабеля под действием передаваемого по нему импульса напряжения. Вопросы электрической прочности коаксиальных линий передач в импульсном режиме работы рассмотрены в работе [6].
4.4.	Схемы генераторов с линиями передачи
Простейший генератор с заряженной накопительной линией показан на рис. 4.6. Если линию зарядить до напряжения через сопротивление /?^>р, а затем замкнуть с помощью коммутатора на сопротивление то на последнем появится прямоугольный импульс. Для заряда линии используется источник с постоянным напряжением По- Амплитуда импульса тока,
66
ьмппкающёго при разряде такой линии на нагрузку при условии идеального согласования линии
/а^Ш2р,	(4.11)
.1 амплитуда напряжения
t/’a=(/o/2.	(4.12)
Такие генераторы импульсов нашли широкое приме-шише из-за их простоты. Так как в них не всегда строго соблюдается условие равенства сопротивления нагрузки
Рис. 4.6. Схема-генератора импульсов с накопительной линией.
/?п и волнового сопротивления линии р, отношение 7?н/р может оказаться несколько больше или меньше единицы. Нарушение этого соотношения приводит к отклонению формы импульса от прямоугольной.
Из рис. 4.7 следует, что при рассогласовании сопро-iявления нагрузки и волнового сопротивления линии импульс напряжения имеет ступенчатую форму. Эти сту-
6
Рис. 4.7. Форма импульса на нагрузке: а) при Лн/р<1; б) при Да/р>1.
67
пени имеют один и т®т же знак, если ^?Fr>p, периодически меняют знак, если	Выражение для напряжен
ния-Л-й ступени в общем случае
«• 3-- («•!»)
При Л=1 и J?n=p величина £7д = £7о/2 равняется амплитуде импульса. Допустимое отношение 7?н/р обычно определяется по относительной высоте второго импульса. Если, например, задано, что второй импульс должен составлять не более 5% от амплитуды, то /?н/р принимает значения 0,9 или 1,1, т. е. сопротивление на-
Рие. 4.8. Схема генератора импульсов с последовательным соединением искусственной и естественной линий.
грузки должно быть в пределах 0,9р</?п< 1,1р. При условии, когда сопротивление нагрузки равно р, вся энергия, накопленная в линии в течение /и, передается в нагрузку. Длительность импульса определяется временем двойного пробега волны разрядного тока вдоль линии
—	2/ \/ с,
(4.14)
где I — длина линии; v— скорость распространения волн в ней; с — скорость распространения волн в вакууме.
Автором [109] для получения длинных импульсов с коротким фронтом было предложено использовать последовательное соединение искусственной линии Л1, (состоящей из последовательно соединенных АС-элементов) и обычной коаксиальной Л2 с одинаковыми волновыми сопротивлениями р (рис. 4.8). Для устранения колебаний напряжения из-за отражения от места стыка линий их необходимо соединять через согласующие элементы. Если на стыке граничным элементом Л1 является индуктивность L, то для согласования линий необходимо использовать последовательное соединение сопротивле-68
НИя R = p и емкости С, равной емкости ячейки искусственной линии (рис. 4.8). В генераторе с последовательным соединением таких линий можно получать микросе-кундные импульсы с наносекундным фронтом.
Рассмотренная выше схема генератора импульсов (рис. 4.6) является простейшей. Главный ее недостаток состоит в том, что амплитуда импульса напряжения на нагрузке составляет только половину зарядного напряжения накопительной линии. Для получения амплитуды
Рис. 4.9. Схема генератора импульсов с двойной накопительной линией.
импульса, равной величине зарядного напряжения, используют генератор с двойной формирующей линией (рис. 4.9) [2], получившей название линии Блюмляйна ио имени предложившего ее автора. Две одинаковые линии с волновым сопротивлением р и длиной I заряжаются до напряжения Uo. Через время Т1 после замыкания ключа К на сопротивлении 7?н = 2р образуется импульс напряжения с амплитудой Ua_=Uo и длительностью
2Т1. При этом вся энергия, накопленная в линиях, и течение длительности импульса передается в нагрузку.
Если сопротивление нагрузки i/?H¥=2p, то в нагрузке < >.зникает серия отраженных импульсов. Каждый слегающий импульс появляется через интервал времени 2Т1 осле конца предыдущего. Амплитуда и полярность i их импульсов определяются из соотношения
t/fc==_	^ + 2рУ~1’ k^’ 2’ 3’- (4Л5)
-j- лн /\н zp J
семы генераторов, приведенные на рис. 4.6 и 4.9, ча-। сего используются для генерирования мощных на-.упдиых импульсов. Эти генераторы хороши тем, что согласовании в нагрузку будет передаваться вся , (пя, накопленная в линии. Недостатком таких гене-<иоров является трудность регулировки длительности
69
импульса и сопротивления нагрузки. В первом случае необходимо менять длину накопительных линий, что не всегда удобно, а во втором — изменение сопротивления нагрузки вызывает изменение тока и напряжения в импульсе и появление дополнительных импульсов. Эти трудности можно устранить, используя "генераторы импульсов (рис. 4.10), предложенные Ю. В. Введенским [ПО]. Подробный анализ работы этих схем проведен в работах (111],
Рис. 4.10. Схемы импульсных генераторов для формирования одиночных импульсов на произвольной нагрузке:
а — генератор с одним коммутатором; б — генератор с двумя коммутаторами.
В схеме на рис. 4.10,а начало одного из проводников линии соединяется с концом, поэтому после замыкания ключа волновые процессы начинаются одновременно на обоих концах линии. Так как на одном из концов линия согласована (i/?0 — согласующее сопротивление), то на нем не возникают отражения и в нагрузке р независимо от ее величины не появляются повторные импульсы. Длительность импульса в нагрузке Дн равна времени пробега волны от одного конца линии к другому. Амплитуды напряжения и тока в таком генераторе определяются из соотношений
/а = Д0/(р + /?а).	(4.16)
Если Дн=р, то Ua=U0/2 и /'а=До/2р, т. е. амплитуды тока и напряжения такие же, как в схеме с разомкнутой накопительной линией. Однако энергия импульса в рассматриваемой схеме в два раза меньше, так как половина энергии будет поглощена в согласующем сопротивлении, а половина — в нагрузочном.
70
Па рис. 4.10,6 показана схема импульсного генератора с двумя коммутаторами [111], в которой сохраняются все преимущества предыдущей схемы (рис. 4.10,а) и, кроме того, появляется возможность плавно регулировать длительность импульса. При одновременном срабатывании коммутаторов Ki и процессы в этой схеме (судут аналогичны процессам в генераторе с одним коммутатором, а длительность импульса будет равна времени одного пробега волны в линии. Задержка срабатывания одного из коммутаторов, не влияя на электрические процессы в линии, изменяет лишь промежуток времени между приходом волн к концам линии. Это приводит к изменению длительности импульса в нагрузке. Причем наибольшая длительность импульса будет типа времени двойного пробега волны в линии.
Импульс регулируемой длительности можно получить же в генераторах со вспомогательными срезающими мутаторами, которые в нужный момент времени шун-уют нагрузку. Длительность импульсов таких гене-оров определяется промежутком времени между при-ом импульса к нагрузке и срабатыванием срезаю-о коммутатора. В качестве срезающих коммутаторов шераторах мощных наносекундных импульсов исполь->г обычно быстродействующие искровые разрядни-15].
При анализе работы генераторов импульсов и волно-\ процессов в линиях передачи мы полагали, что ком-гатор обладает идеальной характеристикой, т. е. име-''.левое сопротивление. Однако реальные коммути-le элементы обладают собственным внутренним нвлением, меняющимся во времени. Это приводит опению формы импульса от прямоугольной (см.
4.5.	Импульсные генераторы с умножением напряжения
лератор с одиночной формирующей линией позво-олучать на нагрузке, равной волновому сопротив-, амплитуду напряжения, равную половине заряд-( в схеме с двойной линией — зарядному. Для по-1И амплитуды импульса напряжения существенно чем зарядное, необходимо использовать более 71
сложные схемы. Можно показать, что идея, заложенная в генераторе с двойной линией, позволяет получить импульсы с амплитудой напряжения выше зарядного. Преобразуем схему на рис. 4.9. Уберем нагрузку, а затем сложим двухступенчатую линию вдвое так, чтобы
в
Рис. 4.11. Схема генератора импульсов с последовательным соединением полосковых линий:
а — с несколькими коммутаторами; б, в — с одним коммутатором. '72
совместить начало и конец верхней общей обкладки. При этом получим стопку из двух, а если нужно и более линий. В таком виде (рис. 4.11) линия удобна для использования в генераторе импульсов высокого напряжения.
На рис. 4.11,а показано последовательное включение грех таких полосковых формирующих линий и нагрузки (112]. В исходном состоянии ключи разомкнуты и линии заряжены до напряжения Uo. Следовательно, напряжение на нагрузке отсутствует. При одновременном замыкании ключей через время, равное времени пробега волны по линии, в идеальном случае напряжение на выходе п последовательно соединенных линий равно
Нвых — П-По^н/(Ир+^?н) :	(4-17)
Выходное сопротивление генератора с полосковыми линиями равно
zBbIX = /zp ~ 371na!b\/s,	(4.18)
а длительность импульса
(и = 2/]/7/с,	(4.19)
п — количество полосковых линий; а —расстояние ду полосками; b и I — соответственно ширина и дли-
пОЛОСКИ.
В таком генераторе на фронт импульса большое nine оказывает паразитная емкость полосковой ли-Для уменьшения этого влияния необходимо увели-. отношение Ь/а (ширины полосы линии к расстоя-между полосами), т. е. уменьшить волновое сопро-
III10 линии.
">та генератора, показанного на рис. 4.11,а тре- >льшого числа коммутирующих элементов, кото-ряде случаев можно заменить одним. Для этого генератора необходимо ввести развязывающее зление для предотвращения разряда линий че-цпй проводник, образуемый обкладками близле-линий. Два варианта схем генераторов на по-IX линиях с одним коммутатором, рассмотренные с [112], приведены на рис. 4.11,6, в. Развязываю-июдапсом za в таком генераторе служит волно-||»отивление пассивных линий, образуемых обклад-1ЮПНЫХ. Сопротивление z0 выбирается из усло-
73
вий 2оЭ>р, что соответствует а0^>а, где а0— расс/гОЯнйё между полосками развязывающей линии.
После замыкания коммутатора одновременно с полным разрядом активных линий происходит частичный разряд пассивных линий. Амплитуда волны напряжения, распространяющейся в пассивных линиях в сторону нагрузки, как легко видеть из рис. 4.11,в, при достижении конца линии равна
Г/а=2t/op/(p + 2zo) =
=-=2Поя/(я-|“2яо)	(4.20)
На рис. 4.11,в изображен генератор с последовательным включением полосковых линий, отличающийся от генератора на рис. 4.11,6 меньшей величиной импеданса развязывающих линий. Амплитуда волны, распространяющейся в пассивных линиях, в этом случае 2иоа/ао.
Генераторы на полосковых линиях в настоящее время широко используются для питания искровых камер и ускорительных трубок сильноточных ускорителей. В схемах генераторов данного типа используются также коаксиальные линии, однако использование полосковых линий позволяет создать более компактные генераторы.
Рис. 4.12. Схема генератора с полосковой линией, свернутой в спираль.
74
Если полосковую линию с волновым сопротивлением р длиной I свернуть в спираль, а затем зарядить до напряжения Uo и замкнуть на длине I, то в обе стороны от ключа К начнут распространяться волны, как это показано на рис. 4.12. По мере движения волн емкости, образованные смежными витками спирали, включаются последовательно. Когда падающие волны достигают концов спирали, напряжение между началом и концом спирали возрастает до величины nUa. После отражения волны от концов напряжение в линии меняет знак на
Рис. 4.13. Импульсный трансформатор с использованием отрезков коаксиальных линий.
противоположный. В момент, когда отраженные волны достигают ключа, процесс перезарядки активной линии оканчивается и напряжение на нагрузке, равной пр, достигает максимальной величины ~2«t/0. Далее процесс отражения волн повторяется до тех пор, пока вся энергия не поглотится в нагрузке или не уйдет на потери.
Время, за которое напряжение нарастает до максимума,
tMnc — ^riD |/s/c,	(4.21)
где п — число витков спирали; D — средний диаметр. Выходное напряжение в интервале 0<7<т (см.
рис. 4.12)
ПВЫХ(/)=2ПО4//В,	(4.22)
где t-a — среднее время прохождения волной витка.
При /максi С 2/макс-	'
Пвых (0 = 2{п~~ (t—/макс) //в]Но-	(4.23)
В работе [112] дано описание, спирального, генератора с амплитудой напряжения импульса 750 кВ и длитель-
75
ностью импульса 500 нс при входном напряжении 20 кВ и числе витков, равном 54.
Для получения импульсов напряжения с амплитудой до нескольких сот киловольт и длительностью в десятки наносекунд и менее применяется импульсный трансформатор, предложенный Льюисом [113]. Он состоит из ft отрезков линий, соединенных на входе параллельно, а на выходе последовательно (рис. 4.13); обычно в таких трансформаторах используются отрезки коаксиальных линий.
Импульс напряжения, поданный на вход трансформатора, через время t^lfv (где / — длина линий, v— скорость распространения волны) достигает выхода трансформатора. Если на выходе включена нагрузка #н=хпр, то амплитуда выходного напряжения при отсутствии искажений увеличится в п раз по сравнению со входным. Чтобы уменьшить частотные искажения трансформированного импульса и повысить коэффициент трансформации, вплоть до идеального значения т^п, вход трансформатора должен отделяться от его выхода большими по величине развязывающими импедансами. Для этого линии трансформатора сворачиваются в катушки с большой индуктивностью и малой входной емкостью. Для повышения коэффициента трансформации необходимо также уменьшать емкостные и индуктивные связи между катушками, поэтому они выполняются с неравномерным шагом намотки и по возможности размещаются далеко друг от друга. Для увеличения индуктивности катушки можно использовать сердечники из ферпита или другого ферромагнитного материала.
Для уменьшения высокочастотных искажений импульса применяется также коаксиальная конструкция трансформатора [113]. В этом случае линии выполняют в виде вставленных друг в друга коаксиальных цилиндров. В другом варианте этой конструкции все линии наматывают на отдельные цилиндры из изоляционного материала и помещают в заземленные металлические цилиндры. При этом оболочка каждой линии образует с цилиндром спиральную линию.
Достоинством трансформатора на отрезках длинных линий является сравнительно равномерное распределение напряжения по линиям на выходе схёмы и малая величина паразитных параметров (по сравнению с обычным импульсным трансформатором на ферромагнитном 76
сердечнике). Это позволяет трансформировать импульсы с небольшими искажениями длительностью в десятки наносекунд и напряжением в сотни киловольт [114].
Проанализируем более подробно процессы, происходящие в таком трансформаторе [6]. После прихода импульса к выходным концам трансформатора оболочки линий со стороны выхода оказываются под различными импульсными потенциалами, т. е. от выхода трансформатора к его входу по оболочкам и внутри линий начинают распространяться электромагнитные сигналы. Их характер и величина, а также форма и амплитуда им-
Тис. 4.14. Схема замещения для расчета трансформатора на отрезках длинных линий.
пульса на выходе трансформатора определяются в общем случае числом линий в трансформаторе, амплитудой и формой входного импульса, волновыми сопротивлениями линий, взаимным расположением этих линий, конструкцией трансформатора и импедансом нагрузки. Если рассматривать выходной конец каждой линии в момент прихода к нему импульса напряжения как импульсный источник с напряжением 2Н0 и не учитывать индуктивности выводов линий, то эквивалентная схема для анализа процессов, искажающих импульс, выглядит так, как это показано на рис. 4.14. При максимальный коэффициент трансформации схемы m=2nR„/(np+iRH).
В реальных условиях из-за паразитных параметров и конечной величины развязывающего импеданса z фронт и вершина импульса искажаются. Кроме того, это обусловлено и ограниченностью полосы пропускания линий.
Перейдем к анализу схемы замещения. Развязывающий импеданс z может быть выполнен в виде линий с волновым сопротивлением z или в виде катушки с индуктивностью L. В первом случае меняется коэффициент трансформации выходного импульса, во втором —имеет Место спад напряжения на плоской части импульса.
77
Рассмотрим первый случай. Импеданс нагрузки в общем случае может быть не согласован с выходом трансформатора. Для упрощения анализа примем, что г— активное сопротивление, а входной импульс — идеальный перепад напряжения Un. Нетрудно видеть, что указанная схема представляет собой цепочку (п—1) активных Г-образных четырехполюсников, нагруженную на выходе n-м четырехполюсником (рис. 4.14). При этом [6] напряжение на нагрузке определится так:
(р + ^н)/^н - sh (п — 1) <p/sh пч ’	(4.24)
где = In 2; 2= 1 + p/2z-f-]Лр (1 + р/4г)/х.
Из (4.24) для 7?н=о° получим
t/H=2L/o/i[l—sh(n—1) q>/sh пер].	(4.25)
Если при этом неограниченно растет число линий (п—>-—>-оо), то
C/H=2t/oX/(?v—!)•	(4-26)
Для каждого конкретного отношения z/p существует некоторое число линий п = попт, начиная с которого возрастание коэффициента трансформации с ростом п несущественно и не имеет практического значения [6].
При /?н=пр
пОпт=2Х/(Х-1),	(4.27)
а при 7?н—>-оо
Попт = Х/(Х—1).	(4.28)
Если линии выполнены в виде катушек, индуктивность которых равна L, то относительный спад напряжения на вершине импульса с погрешностью не более чем 15%! при п=С,20 и разомкнутом трансформаторе составит
A=f(n—1)/п][1—ехр (—т/4 sin2сро/2)],
(4.29)
где фо = л/(2п—1); x=tp]L.
Если эквивалентная выходная емкость каждой катушки составляет С, то длительность фронта импульса, определенная как время роста напряжения до уровня 0,9 от амплитудного значения при разомкнутом трансформаторе, определится из соотношения
78
11 i формулы (4.30) следует, что длительность фронта (чпульса возрастает пропорционально емкости катушки, волновому сопротивлению линии р и квадрату числа линий, (так как при и^4 величина sin2n/2(2n—1)~ «№/4 (2п—I)2. Об использовании описанного импульсного трансформатора в режиме трансформации тока [116] будет сказано в § 10.6.
4.6.	Импульсные трансформаторы с неоднородными линиями
Этот тип трансформатора представляет в общем слу-> чае отрезок линии с переменными по длине погонными параметрами Lo и Со, имеющий малую величину волнового сопротивления У LojCo на входе и большую на выходе. Характер искажения импульса при трансформировании зависит от типа применяемой неоднородной линии (спиральной, полосковой, ступенчатой и т. д.) и от степени изменения волнового сопротивления на единицу длины линии.
Простейший трансформатор с неоднородной линией состоит из отрезков однородных линий с разными волновыми сопротивлениями, соединенных последовательно [3]. Для увеличения амплитуды напряжения волновое сопротивление линий увеличивается от начала к концу. Коэффициент трансформации максимален, если коэффициент отражения импульса от любой точки стыка линий постоянен. Максимальный коэффициент трансформации Шмакс определяется так:
mx№C=2n I [1-[ехр ' ' V)]'"'	(4-31)
где п — число отрезков линий; 0 — отношение волнового сопротивления на выходе трансформатора к входному. С помощью такого трансформатора [117] был получен импульс с амплитудой до 1 МВ при длительности фронта ~5 • 10~9 с.
Основной недостаток неоднородной линии, состоящей из цепочки однородных, заключается в том, что при прохождении импульса через участок стыка его фронт удлиняется. Кроме того, трудно изготовить набор отрезков линий с разными волновыми сопротивлениями, определяемыми условием максимального коэффициента
79
трансформации. В устройствах такого рода на нагрузке вслед за основным импульсом будут выделяться дополнительные.
Если число отрезков линии устремить к бесконечности, уменьшая в пределе до нуля длину каждого отрезка, то получится распределенная неоднородная трансформирующая линия. Теория таких линий наиболее полно изложена в [104]. Они нашли применение как в качестве трансформирующих, так и в качестве формирующих и корректирующих цепей импульсов наносекундного диапазона. Основным искажением импульса при трансформации напряжения является постепенный спад вершины, величина которого А, выраженная в процентах от амплитуды, определяется из соотношения [5]
. ___50
' T'o/tn
(4.32)
где То — время задержки импульса в трансформирующей линии, определяемое ее длиной. Это свойство неоднородной линии используется для трансформирования с одновременной коррекцией импульсов с плавно возрастающей вершиной [3, 104].
Из (4.32) следует, что для обеспечения малой величины спада плоской части импульса необходимо уменьшать длительность трансформируемого импульса, увеличивать время задержки неоднородной линии То и уменьшать коэффициент трансформации. Если требуется увеличить напряжение на выходе в несколько раз при сохранении постоянными А и /и, то в соответствии с (4.32) необходимо увеличить минимальное время задержки линии, что ведет к росту ее габаритов, поэтому применение трансформатора на обычных неоднородных линиях может оказаться затруднительным. В этом случае применяют трансформаторы на спиральных неоднородных линиях [3, 2, 118], коэффициент трансформации которых в связи с большими искажениями фронта импульса обычно не превышает четырех.
Глава 5
КОММУТАТОРЫ И ОБОСТРИТЕЛИ
5.1. Введение
Коммутатор является одним из самых ответственных элементов генераторов мощных наносекундных импульсов. В зависимости от назначения к нему могут предъявляться различные требования: высокое рабочее напряжение (10е В и более), наносекундное время запуска и т. д. Однако независимо от назначения важнейшим требованием является малое время коммутации, которое определяет минимально возможную длительность фронта импульса и для всех наносекундных коммутаторов должно быть в пределах 10~10—10~8 с. Это время определяется обычно состоянием той физической среды, где происходит коммутация, и степенью превышения напряжения на промежутке над статическим пробивным.
Широкое применение в технике генерирования мощных наносекундных импульсов находят простейшие управляемые трехэлектродные разрядники в атмосфере сжатого газа. Однако при работе на высоком напряжении они имеют ряд существенных недостатков; узкий диапазон рабочих напряжений, большую амплитуду пускового импульса, большую зависимость времени задержки срабатывания и его стабильности от рабочего и пускового напряжений. Создать коммутатор, лишенный указанных недостатков, при сохранении короткого времени коммутации весьма трудно, хотя число статей, посвященных их разработке, составляет несколько сот (например, [119, 120]) и непрерывно растет. В следующем параграфе попытаемся вскрыть причины этих затруднений и найти пути их преодоления.
При достижении короткого времени коммутации проблема улучшения остальных параметров решается одинаково для коммутаторов, работающих как в нано-секундном, так и микросекундном диапазоне. Поэтому приведенный ниже анализ, как нам представляется, имеет большое значение для построения всех искровых коммутаторов. Коммутатор запускается в результате воздействия на его промежуток (или промежутки) какого-либо фактора, при котором создается условие
Е>ЕС,	(5.1)
6—343	81
где Ек — электрическая прочность промежутка; Е— напряженность поля в промежутке.
Условие (5.1) можно выполнить или при увеличении Е, или при уменьшении Ес. Поэтому есть коммутаторы двух типов. К первому типу относятся, например, трехэлектродные разрядники и многочисленные модификации многоэлектродных коммутаторов, ко-второму — газовые и вакуумные искровые реле, термотроны, коммутаторы, управляемые магнитным полем и т. д. С точки зрения проводимого анализа тригатроны удобнее относить к коммутаторам второго типа, хотя в них происходит локальное увеличение Е в области пускового электрода [120].
5.2. Общий анализ работы коммутаторов
Все коммутаторы, работающие по принципу увеличения электрического поля в промежутке, можно анализировать, исходя из следующих соображений [121]. Выберем схему коммутатора (рис. 5.1), из которой при вариации элементов можно было бы получить различные типы коммутаторов. Через 1 и2 условно обозначены промежутки, которые могут содержать сколько угодно различных промежутков, с различными подключаемыми элементами и в различных условиях. Пусть до прихода пускового импульса на среднем электроде есть постоянный потенциал О' одной полярности с приложенным напряжением О.
Коммутатор может работать при соблюдении следующих условий.
1. Промежутки 1 и 2 должны выдерживать долго без пробоя соответственно напряжения (С7макс—О'} и О'. Промежуток 1 должен пробиваться при совместном воздействии напряжения О, (во всем диапазоне от максимального до минимального) и напряжения поджигающего импульса Оа обратной полярности по отношению к О.
2. Промежуток 2 не должен пробиваться под действием напряжений О' и Пп, но должен срабатывать под 82
Рис. 5.1. Обобщенная схема коммутатора.
действием напряжений иалкс после пробоя промежутка 1.
Условия 1 и 2 должны выполняться при всех рабочих напряжениях, в том числе и при наименьшем U — — Uмин. Пусть U'l'Ua^\, тогда для выполнения условия 1 необходимо иметь
Uмакс U	Пмицт- Пц= (31 (Л) НС1,
(5.2) а для выполнения условия 2:
Ua — pn(^Zi) Uc2, Пмин — '(Зг(^2) Ucz,	(5-3)
где Pi, Рг — коэффициенты перенапряжения при пробое промежутков 1 и 2 при минимальном рабочем напряжении П=Пмин, которые характеризуются отношением импульсного напряжения к статическому пробивному; Uа И С/’с2 — статические пробивные напряжения промежутков; рп — коэффициент перенапряжения для пробоя второго промежутка напряжением поджигающего импульса Кп; ti и t2— соответственно, время между приходом Un и пробоем промежутка 1 и между пробоем промежутков 1 и 2; коэффициент а>1 учитывает очередность пробоя этих промежутков. Величины pb р2, рп, Ucl, Uc2 определяются только свойствами среды в промежутках 1 и 2. Если время запаздывания срабатывания коммутатора /3 определять при наименьшем рабочем напряжении t/мин (при U~>\Umi это время будет заведомо меньше), то
^з=Л+^2»	(5.4)
где tj, t2— соответственно запаздывание пробоя промежутков 1 и 2.
Комбинируя соотношения (5.2) и (5.3) и учитывая, что на среднем электроде есть постоянный потенциал, получаем
Лн— t/мин/С7макс — Р1Р2ЯР2+ Рп(х|31+1)];	(5.5)
ka—Un/'UMaKC= piPn/[₽2 + Pn(xPi +1)];	(5.5а)
UczlUci = knl^,	(5.6)
где % — отношение постоянного потенциала на среднем электроде к Un-
Для улучшения свойств коммутатора необходимо расширять диапазон ’рабочих напряжений и уменьшать 6»	83
амплитуду пускового импульса, для чего необходимо уменьшать коэффициенты k„ и kv. Для уменьшения времени запуска коммутатора t3 требуется уменьшать время h и t2. Из (5.5) и (5.5а) можно установить связь между коэффициентами йн и k„ и коэффициентами перенапряжений, которые определяются свойствами промежутков 1 и 2:
+ ka = Pi (Рп+|3г) /[Рг+ рп (xPi +1) ];	(5.7)
&н/£п= Рз/'Рп.	(5.8)
Величина коэффициента перенапряжения |3 обычно убывает с ростом времени запаздывания пробоя. Если ti и tz могут быть сколько угодно большими, то при %=0, Pi= Рг = Рп~ 1 и, следовательно, ^г1=йп=1/2> a Uci/UcZ=2. Эти данные присущи обычному трехэлектродному газоразрядному коммутатору с добавочным пусковым электродом. Как видим, амплитуда пускового импульса для него только в два раза меньше максимального рабочего напряжения, а диапазон рабочих напряжений двухкратный. Если на среднем электроде есть постоянный потенциал, т. е. 0<%^1, то &ц='£н= 1/(2 + %). Например, при %=1 ^п=^н=1/з, т. е. диапазон рабочих напряжений расширяется, а амплитуда пускового импульса уменьшается, если на среднем электроде до прихода пускового импульса есть потенциал относительно земли.
Зададим характеристики |3(0 в виде
t =	(5.9)
где В и b — некоторые постоянные при данных условиях величины. При отсутствии постоянного потенциала на среднем электроде (%=0) и при bz = bu и В2 — Вп из формул (5.7) и (5.8) получим
+a(WM^l/(^H+ /+)*’>	(5.10)
где индексы у b и В характеризуют соответствующие коэффициенты перенапряжения 1+ или ₽п-
Из формулы (5.10) следует, что уменьшение коэффициента 1^н ведет к росту времени запаздывания t3. При £H = const может существовать оптимальная величина ku, при которой время t3 минимально. При bi = &2=^n — Ь и В2 = Ва эта величина определяется из соотношения
(5.11)
84
5.2. Качественные кривые ) промежутков 1 и 2 коммутатора на рис. 5.1.
В работе {173] экспериментально показано существование оптимальной величины амплитуды пускового импульса в трехэлектродном газонаполненном коммутаторе.
Из формул (5.5) и (5.6) следует, что величины ta, kn, kB можно подбирать двумя способами: во-первых, меняя величины Uci и [7с2 при изменении длины промежутков или давления газа и, во-вторых, подбирая необходимые характеристики р(7).
Рассмотрим, какими должны быть характеристики Р(0 промежутков 1 и 2 для улучшения свойств коммутатора.
1. Из (5.5) и (5.5а) следует, что при х = 0 для уменьшения и ifeu нужно уменьшить величину pi. Для получения широкого диапазона рабочих напряжений и малого пускового напряжения, т. е. feHCl и fen'Cl, нужно иметь Pi -С1, т. е. импульсное пробивное напряжение должно быть много меньше статического. Наименьшая ' величина feH ограничивается Аг согласно (5.8) величиной дл коэффициента р2. Поэтому для уменьшения ks желательно также иметь |32<1.
2. Если pi^l, то получить feH<Cl можно, увеличив fen. Действительно, при %=0 согласно (5.5), (5.5а) feH = д =]31/(1-Нрп/рг), fen=pi/(l + 2 + Р2/Р11), т. е. для получения А fes-<l нужно увеличивать рп и уменьшать р2, что ведет к росту fen, т. е. амплитуды i пускового напряжения. Ка- j чественно необходимый ход f характеристик 01 и рп показан на рис. 5.2. При соизме-
римых 7,1 и t2 получить большое отношение рп/р2 трудно, если только характеристика р(/) не обладает большой крутизной.
3. Большего эффекта для получения feH<H можно достичь, если промежуток 2 будет по-разному реагировать на напряжения (7Я и U. Для этого характеристики Рз(0 и рп(0 должны сильно отличаться (рис. 5.2). Так
86
j	•	i • ’''
как полярности напряжений U и Un различны, то можно пользоваться чувствительностью характеристик р (/) к полярности импульса. Если при данном времени t ₽2<СРш то по существу промежуток 2 должен обладать вентильными свойствами.
4. Регулировка рабочего напряжения в интервале Uмин ' ан с приводит к изменению перенапряжений на промежутках 1 и 2} а это ведет к изменению времени задержки срабатывания коммутатора /3. Если при регулировке рабочего напряжения U необходимо иметь малое изменение t3, то характеристики РД/) и Р2Д) должны быть крутыми, т. е. большому изменению р должно соответствовать малое изменение Л	у
5. Время коммутации разрядника /к также зависит^ от коэффициента перенапряжения р. Поэтому изменение напряжения на коммутаторе должно соответствовать допустимому изменению времени /к-
Итак, характеристики Р(/) определяют основные свойства искрового коммутатора. Проанализируем работу газоразрядного коммутатора. Для стабилизации времени запаздывания пробоя /3 в газоразрядном промежутке катод облучают ультрафиолетовыми лучами, что- : бы устранить статистическую составляющую этого времени. В воздухе при р=1 атм и числе стартующих электронов с катода ~104 можно иметь стабильность време- . ни t3 не ниже 10~1р с. При этих условиях время t3 равно времени формирования разряда тр (см. гл. 2):
^з=тР= (l/p)f(£'/p).	(5.12)
Время 4 быстро уменьшается с ростом Е/р, а следовательно, и коэффициента перенапряжения р (так как E/p=UJp8==$UJp&~ р). Например, в воздухе при р = = 1 атм при изменении Е от 45 до 120 кВ/см время t3 уменьшается более чем в 100 раз (см. рис. 2.1). В одиночном газоразрядном промежутке всегда Р>1, а время t3 при равномерном поле нечувствительно к полярности импульса. Время коммутации /к в газе сильно уменьшается с ростом р.
Например, в воздухе при р = 1 атм изменение р в интервале 1,1—2 приводит к уменьшению почти в сто раз. При p = const Бремя коммутации ^н~1/р, поэтому, чтобы не выходить за пределы допустимых величин при регулировке U нужно увеличивать давление газа р. Обычно для получения времени /к~10-9 с давление воздуха, азота, аргона р^Ю атм.
86
Из сказанного следует, что улучшение параметров < .поразрядных коммутаторов с одиночными промежутками принципиально затруднено. Уменьшить коэффициент йн, увеличив рп (условие 2) можно, используя последовательное соединение нескольких промежутков. При этом растет время запаздывания пробоя промежутка 2. Этот способ уменьшения kn использован, например, и коммутаторах, разработанных А. М. Шендеровичем и С. А. Смирновым [123].
Время запаздывания разряда будет реагировать на полярность импульса, если при смене полярности меняются условия разряда, это происходит, например, при наличии неравномерности поля на одном из электродов. Обычно разряд инициируется процессами на катоде, поэтому при смене полярности катод становится анодом и наоборот. Другой способ заключается в использовании в промежутке 2 добавочных электродов с потенциалом, полярность которого совпадает с пусковым напряжением Ua и противоположна напряжению U. Вместо промежутка 2 можно использовать стержень с ферритовым кольцом. Если феррит насыщен в направлении магнитного поля, создаваемого при коммутации, а полярности Un и U различны, то при воздействии Ua время намагничивания феррита будет большим, а при (/Мин— практически отсутствует. Описание работы таких коммутаторов можно найти в [124—126].
Разряд при коэффициенте р<1 можно осуществить, если все напряжение импульса прикладывается только к части промежутка, где достигаются условия пробоя. Затем это же напряжение прикладывается к другой части промежутка, где также происходит пробой и т. д. В гл. 3 показано, что так происходит разряд по поверхности диэлектрика в вакууме из-за неравномерности распределения на ней импульсного потенциала.
Наиболее перспективный путь получения р<С1—построение коммутатора с большим числом коротких газовых зазоров, при неравномерном распределении импульсного напряжения по зазорам. Подробно этот вопрос будет изложен в гл. 6.
5.3. Искровые разрядники, работающие в наносекундном диапазоне
В этом параграфе будут кратко рассмотрены некоторые искровые разрядники с наносекундным временем
87
коммутации, запускаем^6 с паносекундной точностью. При этом будем иметь в ВИДУ> что в работе [120] дан хороший обзор мощных разрядников, работающих в схемах получения больших импульсных токов и магнитных полей. Там же рассмотрены вопросы параллельной работы разрядников. Кроме того, по мере изложения материала мы в той или иной мере уже рассматривали и будем рассматривать работу коммутирующих наносекундных разрядников. В частности, в гл. 1—3 мы анализировали физические процессы при пробое газа и вакуума в наносекундноМ диапазоне. В гл. 6 будет дано описание коммутаторов с последовательным соединением большого числа промежутков, а в гл. 10 и 11—• коммутаторов генератор^3 наносекундных импульсов большого тока.
В гл. 1 и 2 было по£азано> что время коммутации газовых промежутков при статическом и импульсном пробоях уменьшается с ростом давления газа. Это явление было использовано егПе в 1938 г. в работе Шеринга и Раске [4]. В [127] для получения времени коммутации 3-10 10 с использовался разрядник в атмосфере азота при давлении 40 атм. БоДьшинство разрядников для генераторов высоковольтный наносекундных импульсов работали в атмосфере сжатОго газа [5].
Мы уже упоминали также в § 5.1, что управление работой искровых’ разряДников можно осуществлять, увеличивая напряженность поля в промежутках или ослабляя их электрическую прочность. К первому типу управляемых искровых разрядников относятся трехэлектродные и многоэлеКтР°Дные искровые коммутаторы, а ко второму — тригаТР0НЫ, искровые реле, разрядники с лазерным поджиг'ом> с поджигом электронным пучком и т. д.
Трехэлектродный разрДдник устроен следующим образом (рис. 5.3,а). ЭлектР0Д % обычно соединен с источником постоянного высокого напряжения [/, а электрод 1 заземлен через рагрузку. Длина промежутка 2—3 выбрана такой, что не пробивается при напряжении 'U, а промежутка 1 $ такой, что он не пробивается под действием наг1Ряжения пускового импульса. При поступлении на элекТР°Д пускового импульса полярностью, обратной U, пробивается промежуток 2—3 и средний электрод принимает потенциал U. Если соотношение длин промежутков таково, что ^2-зМ-з~2, то
88
разрядник имеет наибольший двухкратный диапазон рабочих напряжений. Исследование работы трехэлектродного разрядника [39] показало, что для уменьшения времени задержки запуска разрядника и повышения стабильности этого времени следует увеличивать амплитуду и крутизну пускового импульса. При крутизне фронта 40—50 кВ/мкс и амплитуде пускового импульса 50—70%' от U разбросы времени получаются порядка ±10-8 с.
Рис. 5.3. Схематическое расположение электродов различных типов коммутаторов:
I и 2 — основные; 3 — поджигающий.
Работа разрядника значительно ускоряется и стабилизируется, если промежутки 2—3 и 1—3 облучать ультрафиолетовыми лучами. В [122] предложено для стабилизации работы трехэлектродного разрядника промежутки 2—3 и 1—3 облучать от искры, возникающей во вспомогательном промежутке, включенном последовательно с кабелем, по которому поступает пусковой импульс. При этом была получена стабильность времени t3 не хуже ± 1 нс.
Высокой стабильностью срабатывания отличаются трехэлектродные разрядники, использующие разряд в твердом диэлектрике. Временные характеристики пробоя твердых диэлектриков позволяют при сравнительно невысоких перенапряжениях (менее двухкратного), легко достигаемых в трехэлектродном разряднике, получать времена задержки срабатывания порядка 10-8 с и менее. В [128] описан разрядник однократного действия с рабочим напряжением до 200 кВ, в котором используется разряд в полиэтилене. Нестабильность запуска этого разрядника не превышала ±1 нс. Подробно работа трехэлектродного твердотельного разрядника будет описана в § 11.3.
89
Трехэлектродные наносекундные искровые разрядники характеризуются большой амплитудой пускового импульса и узким диапазоном рабочих напряжений. Для устранения этих недостатков было предложено использовать несколько типов многоэлектродных разрядников, j у которых емкость электродов на землю превосходит : межэлектродную емкость. Описание работы таких раз- у ’ рядников будет дано в гл. 6.	]
Рассмотрим работу тригатрона. После поступления ’ пускового импульса на стержневой электрод 3 ; (рис. 5.3,6) между электродами 3 и 1 проскакивает искра. Это инициирует пробой основного промежутка между электродами 1 и 2. В работе [129] исследована ; возможность запуска тригатрона с наносекундной точностью. Тригатрон находился в атмосфере фреона при давлении 0,14 атм, при этом наибольшее рабочее напря- ; жение было 50 кВ. Показано, что время задержки между приходом пускового импульса и срабатыванием тригатрона меньше, если полярности пускового импульса и потенциала на незаземленном электроде противополож- •: 1 ны. При пусковом импульсе с амплитудой 32 кВ и длительностью фронта 2*10~8 с время задержки составило 2* 10 s с с разбросом не более 1 нс. При этом напряжение на промежутке было меньше статического пробивного напряжения.на 10%' и более. В работе [48] для уменьшения амплитуды пускового импульса тригатрона его поджигающий электрод покрывался титанатом бария — диэлектриком с высокой диэлектрической проницаемостью (е> 1000). Между диэлектрическим покрытием электрода 3 и электродом 1 существовал небольшой зазор, к которому при подаче пускового импульса было приложено почти все напряжение. В таких разрядниках, наполненных воздухом при атмосферном давлении, наибольшее рабочее напряжение составило 25 кВ, время задержки—17—65 нс в зависимости от требуемого режима работы разрядника, а разброс времени задержки не превышал 3 нс. Амплитуда поджигающего импульса составляла 0,5—1 кВ при длительности фронта 5 нс. Разрядник с использованием керамики с большим е описан также в работе [49].
Искровое реле имеет два искровых промежутка (рис. 5.3,в): основной — между электродами 1 и 2 и поджига— 3 [39]. Ультрафиолетовое излучение искры в промежутке 3, попадая на катод 2, приводит к появлению 90
фототока с катода, который инициирует пробой основного промежутка. В работе [39] было показано, что при недонапряжении на основном промежутке 1—2% и рабочем напряжении около 10 кВ время запаздывания t3 между пробоем инициирующего и основного промежутка равно 10~8 с.
В работе [40] для запуска искрового реле в воздухе использовались импульсы ультрафиолетового излучения длительностью 6 ис с фронтом 1 нс. При этом была получена более высокая стабильность времени (± 1 нс) между пробоями основного и вспомогательного промежутков. По мере приближения напряжения на основном промежутке к статическому пробивному время t3 приближалось к времени пробега лавиной основного промежутка. Основное преимущество газового искрового реле заключается в полной электрической изоляции между поджигающим и основным промежутками и высокой стабильности времени t?„ недостаток — в узком диапазоне рабочих напряжений.
В работе [45] дано описание разрядника, запускаемого лучом мощного лазера, а в работе [31] — мощным кратковременным электронным пучком, который пропускался через тонкую металлическую фольгу в катоде. Такие коммутаторы имеют широкий диапазон рабочих напряжений и высокую стабильность времени запуска. В разрядниках с электронным пучком удается, кроме того, устранить канал разряда, вследствие чего можно получить большую скорость роста тока. О разрядах, возбуждаемых лучом лазера и электронным пучком, мы уже говорили в гл. 2 и будем говорить ниже в гл. И при рассмотрении работы генераторов наносекундных импульсов сверхбольших токов.
В [102] дано описание вакуумных искровых реле (ВИР). В этих коммутаторах пробой основного промежутка инициируется вспомогательным пробоем по поверхности слюды, которая разделяет электроды поджигающего промежутка. Применение этой изоляционной прокладки позволяет снизить пробивное напряжение поджигающего промежутка а тем самым и амплитуду пускового импульса. Например, ВИР-7 надежно работает при изменении рабочего напряжения от 10 до 100 кВ. Время запуска разрядника и его стабильность зависят от крутизны фронта пускового импульса. Например, при амплитуде пускового импульса 2,2 кВ и
91
крутизне фронта 225 кВ/мкс время 4~ (3± 1) • 10~g с. Основной недостаток этого типа разрядников — малое число включений из-за быстрого покрытия слюды металлом и потерей вакуума в колбе.
5.4. Принципы построения обострителей
' Обостритель — это устройство для укорочения длительности фронта импульса. Обычно обостритель О включается последовательно с линиями Л1 и Л2 (рис. 5.4). По линии Л1 к обострителю поступает импульс Ui(t) с относительно длинным фронтом /фЪ а по
Рис. 5.4. Схема включения обострителя.
линии Л2 к нагрузке — импульс U2(t) с укороченным фронтом /фг. Принцип действия обострителя заключается в том, что в течение времени 1'?=Иф1, его сопротивление много больше волнового сопротивления линии, а затем через время 1<^Пф1 становится много меньше его. Нетрудно видеть, что такими свойствами обладает искровой промежуток, если время запаздывания его пробоя
(5.13)
a	Наиболее широкое применение в качестве обо-
стрителя получил двухэлектродный газовый промежуток. Проанализируем работу такого обострителя.
Пусть напряжение на фронте первичного импульса нарастает по линейному закону
(5.14)
а при />/ф1 бесконечно долго остается равным амплитуде импульса U& (рис. 5.5). Следует иметь в виду, что. на электродах обострителя напряжение удваивается из-за появления волны, отраженной от разрядника. Длительность фронта импульса на выходе /ф2 зависит от времени запаздывания пробоя t3 и длительности фронта /ф1. Время t3 при прочих равных условиях зависит от длины промежутка d и носит статистический характер.
92
При чем больше /3, тем при большем напряжении Un пробивается промежуток и тем меньше длина фронта импульса /фг, так как t$z уменьшается с ростом напряженности поля при пробое. Пусть статистическая
составляющая времени 13 устранена. Можно показать, что при пробое в точке перехода от фронта к вершине
величина /ф2 получается минимальной. Действительно, если пробой происходит в точке п (рис. 5.5), то ?ф2 будет определяться величиной электрического поля 2Ua/d. Если увеличить промежуток до d>dn, то напряжение пробоя не изменится, а напряженность поля уменьшится, т. е. /фг увеличится. Если длина промежутка J<rZn> то /фг также увеличится вследствие увеличения составляющей
Рис. 5.5. Преобразование фронта волны после прохождения ее через обостритель.
Е'ф. В пределе при d = 0,
^Ф2=^ф1- Следовательно, есть некоторая длина зазора d, при которой длительность фронта импульса будет минимальной. Этот вывод, сделанный автором в [131], Подтверждается экспериментально в £132].
Расчет соотношения между /ф1 и 1ф2 при атмосфер-
ном давлении воздуха и сильном облучении промежутка ультрафиолетовыми лучами (режим многоэлектронного инициирования), проведенный в [131], показал, что для получения ^ф2<Ю~9 с необходимо иметь длительность фронта /ф1 равной нескольким наносекундам. Это подтверждается данными работы [133], где показано, что для получения ^ф2=0,6 нс необходимо при р=1 атм иметь /<[,1 ~2 нс. Для увеличения отношения необходимо увеличивать давление в обострителе. Пусть длительность фронта /ф1 насколько велика, что пробой промежутка близок к статическому. Тогда из рис. 5.5 следует, что
1ф1 =----Уф + /ф2 + Ф,
(5.15)
где
^3=t/c(p^)
(5.16)
93
— статическое пробивное надряжеНие. Величина 1'ф^ ~tK времени коммутации разрЯдНика При статическом пробое. При р>1 атм, Hc = const и tK~t^lp, где tKl — время коммутации при атмоеферном давлении газа. С учетом сказанного (5.15) пр^мет вид:
/ф2 ~ Wp -IM 1 — (/с (pd) /2 Па].	(5.17)
Из (5.17) следует, что, увеличивая pd так, чтобы член в скобках, стремился к нулю, прЛуЧаем t^tKdp-
Другой возможный способ увеличения отношения ^Ф1./^Ф2 состоит в использовании нескольких обострителей, соединенных отрезками кабедея; При использовании
Трех обострителей фронт ймпульса с амплитудой Зо кВ уменьшался от 0,8-10-6 с до 10”9 с [131].
Перейдем к вопросу о Диапазоне рабочих йряжений Для этого
Q коммутатором рассмотрим отношение Лн =
Uа мин/Па макс- Если интересоваться только фронтом импульса и принять ги = °°, то Uc(pd) =
Па мин, а Па макс выби-рается так, чтобы соблюдалось условие (5.13). (>10-6 с), когда пробой
на-обострителя. по аналогии
Рис. 5.6. Характеристика 1я(ия) обострителя:
/ — реальная; 2 — идеальная.
При большой величине /ф	___ ~ __________
промежутка близок к^татичесц;му npHz соблюдении" равенства (5.13) Па макс — Па мин=к[7с (pd). При меНЫИбМ Д)1 промежуток пробивается напряжением Па>Пс через время t3 от момента достижения ус_ Если в промежутке много свободных электронов, то /3=Тр — времени формирования разряда. Типичная зависимость /3 от напряжения Па или р=Па/Пс для газов представлена на рис. 5.6. Величины Д и И, меньшие ,/И; ограничивают 7з сверху и снизу. Заштрихова1[ный участок является рабочей областью обострителя. При и фиксированном ti величина Памин=Пс, .Девая граница (рис. 5.6) приближается к оси ординат, ТОГда
Р=|Иа макс/Пс~ На мь.с/па мии= 1/£н.
(5.18)
94
Эта величина kn является минимально возможной при данном фронте импульса /фь Так как в обострителе с регулировкой амплитуды коэффициент перенапряжения р может уменьшаться до значения близкого к единице, а при условии( 5.13) t$z~\lp, то для получения /фг <10-9 с давление газа (например, воздуха и азота) в обострителе должно составлять величину порядка ГО атм. Определим, будет ли влиять давление газа р на минимально возможную величину kn. Как известно, время формирования разряда определяется из соотношения
рт, = ПЕ/р) = ?(^).	(5.19)
При /?с/Д=г103 см-мм рт. ст. Uc—Apd (А —постоянная для данного газа величина) и С = /(рМ)//д Если теперь подставить	и учесть, что р/?п?«1, a t3 уменьшается
с ростом р, то получим, что /гп увеличивается с ростом давления газа р. Для воздуха при атмосферном давлении в лучшем случае удается получить йн~0,7 [134].
Рассмотрим, какой должна быть зависимость t3(U) при малом значении йн, т. е. широком диапазоне рабочих напряжений. Из рис. 5.5 видно, что для уменьшения ks необходимо иметь более крутой начальный участок кривой и более пологий конечный. Идеальной характеристикой является прямая, параллельная оси U на высоте t>ti.
Можно указать два пути создания обострителей, нечувствительных к амплитуде импульса [134].
 1. Подбор среды пробоя или формы электродов обо-стрителя такой, чтобы характеристика 4(Р) была близкой к идеальной.
2. Создание обострителей, в которых время t3 при изменении U меняется в нужном направлении автоматически или за счет добавочных внешних регулировок. Использование газов в качестве среды обострителя для получения малых kH, по-видимому, неперспективно, так как в этом случае t3 обусловлено временем развития электронных лавин, скорость роста которых сильно зависит от напряженности поля. Величина ka будет уменьшаться при увеличении степени неоднородности поля между электродами газоразрядного промежутка. В вакууме, характеристика /3(0) которого значительно более полога, чем в газе, использовать обострители затрудни-
95
тёльно из-за большого времени коммутации. Вакуумные обострители с диэлектриком в промежутке при неравномерности поля у катода имеют удовлетворительную характеристику 4(3) и время коммутации меньше или равное 10~9 с [100, 135].
Время 4 проще всего изменять, регулируя длину зазора и изменяя амплитуду импульса напряжения U&. Кроме того, в обостритель можно встраивать добавочный электрод, расположенный в промежутке между основными, на который будет подаваться потенциал импульсный синхронно с Ui(t) или постоянный. Величина этого потенциала должна изменяться вместе с амплитудой так, чтобы постоянно поддерживалось нужное соотношение 4/4и~1- Решение этой задачи не встречает трудностей.
Следует обратить внимание еще на один способ увеличения диапазона рабочих напряжений. Если то 44 мин 5^44. При 3<1 наоборот ^амин’х^С' В последнем случае при неизменной величине 44 макс уменьшается kH. Следовательно, у разрядников с величиной Р<1 можно расширить диапазон рабочих напряжений. Этот эффект хорошо реализуется в обострителях при использовании разряда по диэлектрику в вакууме и при последовательном соединении промежутков, в которых емкость электродов относительно земли больше межэлектродной емкости. Подробнее об этом будет сказано ниже.
5.5. Типы обострителей
Впервые обостритель был использован Герцем в 1917 г. в его экспериментах с короткими волнами. Он использовал последовательное соединение линии передачи с двухэлектродным искровым разрядником, заполненным трансформаторным маслом. Буравой в 1926 г. изготовил генератор с обостряющим разрядником в масле для получения импульсов с фронтом в несколько наносекунд и амплитудой напряжения порядка 150 кВ. Описание экспериментов Герца и Буравого дано в [13 и 4]. Первый генератор с газовым обострителем был разработан Флетчером [127]. В его работе использовался искровой разрядник, заполненный азотом при давлении около 40 атм. При длительности фронта первичного импульса 20 нс импульс на выходе обостритедя имел фронт 0,3 нс и амплитуду 20 кВ.
96
В работе [133] использовался воздушный обостритель при атмосферном давлении. При этом малая длительность фронта выходного импульса за обострителем, равная 0,6 нс, была получена при большом перенапряжении на искровом промежутке, обусловленном малой длительностью фронта первичного импульса (около 2 нс). Обостритель в атмосферном воздухе с малой длительностью фронта первичного импульса использовался также в [137]. В этой работе первичный фронт составлял всего 5 нс, так как в качестве первичного коммутатора использовался разрядник с тремя искровыми промежутками и параллельно накопительной линии включалась корректирующая емкость. Используя обострители в водороде, можно существенно повысить частоту следования импульсов [136].
В работе [28] по наносекундному разряду в воздухе использовали управляемый обостритель. Обостритель управлялся от вспомогательной искры. Импульс от первичного генератора подавался одновременно по двум кабелям на обостритель и вспомогательный промежуток. Причем второй кабель был короче первого на длину, обеспечивающую время пробега, равную длительности фронта первичного импульса. Вспомогательный промежуток был очень коротким и пробивался практически без запаздывания в момент перехода от фронта к вершине импульса. Это обеспечивало соблюдение условия (5.13) оптимальной работы обострителя и устраняло влияние статистических флуктуаций времени запаздывания обострителя на длительность фронта импульса.
При укорочении фронта низковольтных импульсов используют обостритель с малой длиной промежутка. При этом напряженность электрического поля в промежутке может быть настолько высокой, что это приведет к появлению большого тока автоэлектронной эмиссии с катода и уменьшению времени запаздывания до /3< </ф1. Для устранения этого явления можно использовать обостритель с низким давлением газа. Если давление газа составляет десятки мм. рт. ст., то при очень большой величине Е/р, т. е. перенапряжении на промежутке, можно получить короткий фронт импульса за обострителем при сравнительно малой напряженности электрического поля в промежутке.
Как показано в предыдущем параграфе, двухэлектродные газоразрядные обострителц имеют одень узкий 7—343	97
диапазон рабочих напряжений. Для устранения этого недостатка было предложено [138] использовать в качестве обострителя последовательное соединение большого числа коротких газовых промежутков (микрозазоров длиной ~0,1 мм). Так как зазоры очень малые, короткий фронт выходного импульса можно получить даже при атмосферном давлении, а необходимая величина t3 для соблюдения условия (5.13) подбирается числом промежутков и величиной емкости электродов на землю. В таком обострителе можно получить широкий диапазон рабочих напряжений без перестройки промежутков.
Рис. 5.7. Расположение основных элементов вакуумного обострителя:
/ — катод; 2 — анод; 3 — диэлектрик; 4 — экран для предохранения колбы от запыления парами металла электродов; 5 — колба.
Широкий диапазон рабочих напряжений обострителя достигается также при использовании разряда по диэлектрику в вакууме при неоднородном поле в области катода. Выше было показано, что разряд по поверхности диэлектрика в вакууме, когда поле на катоде неравномерно и имеется значительная нормальная составляющая поля, имеет время 73, слабо зависящее от напряжения при высокой стабильности от разряда к разряду, и короткое время коммутации	с). Кроме того,
как следует из рис. 3.11, при большой разнице между диаметрами катода и диэлектрика импульсное пробивное напряжение существенно ниже статического из-за резко неравномерного распределения поля по поверхности диэлектрика при воздействии импульсов. В [100, 135] было предложено использовать эти свойства разряда по диэлектрику в вакууме для разработки наносекундных обострителей с широким диапазоном рабочих напряжений, которые имеют высокую стабильность временных характеристик и малые габариты из-за высокой электрической прочности вакуума.
На рис. 5.7 показано устройство одного из вакуумных обострителей [135]. В качестве диэлектрика использовалась стеатитовая керамика толщиной 1 мм и диаметром 11 мм, диаметр катода — 5 мм. Вакуум в обострителе составлял 10"5 мм рт. ст. Обостритель работал 98
без перестройки в диапазоне рабочих напряжений 5 — 40 кВ при длительности фронта первичного импульса 20 нс и вторичного 0,5 нс. Диапазон напряжений, в котором работает обостритель, может быть, легко изменен подбором размеров керамики. При изменении полярности импульса в таком обострителе необходимо поменять местами вход и выход.
Для получения наносекундных импульсов большого тока в качестве накопительных и передающих линий используют линии с водой в качестве диэлектрика. При этом для того, чтобы устранить проходной изолятор между линией и обострителем, используют обостритель в воде [139]. Описание импульсных генераторов с такими обострителями будет дано в гл. 11. В гл. 9 приводится теория и описание работы обострителей с использованием ферритов.
5.6. Срезающие устройства и другие типы активных элементов
Для получения коротких импульсов различной длительности часто используют вместо формирующих отрезков линий срезающие устройства. Это обычно разрядник, шунтирующий нагрузку (или линию, по которой поступает импульс к нагрузке), и цепь задержки. Разрядник срабатывает через некоторое время запаздывания t3 после прихода импульса и шунтирует нагрузку. При этом длительность импульса составит ta=t3. Для получения импульсов длительностью в единицы и десятки наносекунд автором было предложено [140] использовать свойство газоразрядного промежутка иметь стабильное и регулируемое время запаздывания импульсного пробоя при многоэлектронном инициировании разряда. Это создает большие удобства для регулировки ta. Как было показано, при интенсивном облучении промежутка ультрафиолетовыми лучами, время t3 стабилизируется и становится равным времени формирования разряда тР. Зависимость Тр(Д) при р=1 атм приведена на рис. 2.1, согласно которому плавная регулировка времени Тр=Д3 при изменении напряженности поля Е для промежутка с равномерным полем в воздухе возможна только до ^з=Тр~30 нс. Дальнейшее даже незначительное уменьшение Е (или увеличение длины промежутка при неизменной амплитуде импульса I7a = const) приво-7*	99
дит к резкому увеличению Д = тр. Это ограничивает область регулировки длительности импульса.
Диапазон плавной регулировки длительности импульса можно существенно расширить, используя промежутки с неравномерным полем [141]. На рис. 5.8 приведена зависимость Z3(d) для различных электродов. Промежуток облучался интенсивной ультрафиолетовой вспышкой от вспомогательной искры. Как видно из рисунка, при неизменной амплитуде импульса и длине зазора время t3 тем больше, чем более неравномерно поле в промежутке. Регулировка длительности импульса сопровож-
длины промежутка при различных диаметрах электродов: /) <Г:)- 115 мм; 2) с?а = 2 мм; 3) da=l мм; 4) острийные электроды. (7а = 15 кВ, /ф~10-9 с [141].
дается изменением времени коммутации разрядника, что может привести к увеличению времени среза. Для устранения этого нежелательного явления необходимо увеличивать давление в разряднике, так как даже при статическом режиме пробоя время коммутации
Регулировать время /3 можно также величиной потенциала добавочного электрода в промежутке. Срезающий разрядник с добавочным электродом был, например, использован в работе [142] для получения импульсов с амплитудой до 100 кВ и длительностью до 10 нс. 100
Используя яёЛеййё зайаздыванйя пробоя, в йрйнцййё можно создать схему задержки импульсов с регулируемым временем задержки. Для этого искровой промежуток нужно включить последовательно с линией как обостритель (рис. 5.4). Импульс по линии Л1 поступает к разряднику, а в линии Л2 он может появиться только через время задержки его пробоя >13. Время t3 можно регулировать длиной зазора, давлением газа или потенциалом добавочного электрода в промежутке. Для расширения диапазона регулировки можно использовать последовательное соединение нескольких промежутков {141].
Рассмотрим вопрос о возможности создания искровых разрядников с вентильными свойствами, т. е. таких, которые будут пробиваться под действием импульсов только одной полярности. В § 5.2 при рассмотрении свойств коммутаторов мы пришли к выводу, что использование разрядника с вентильными свойствами расширяет диапазон рабочих напряжений коммутатора. Чтобы искровой промежуток пробивался под действием импульса с амплитудой С7а и длительностью /и и не пробивался под действием импульсов с той же амплитудой и той же длительностью, но другой полярности, необходимо чтобы характеристика t3(U) была чувствительна к полярности импульса. Для этого при смене полярности нужно менять условия разряда. Обычно разряд инициируется процессами на катоде, поэтому при смене полярности катод становится анодом и наоборот. Если при положительном импульсе облучать ультрафиолетовыми лучами только катод так, чтобы устранять статистическую составляющую времени запаздывания, то при смене полярности эта составляющая не будет устраняться и, очевидно, 4+</3_. Такого же эффекта можно достичь, если работа выхода электронов с поверхности электродов будет различаться или если на одном из электродов неравномерное электрическое поле. В табл. 5.1 приве-
та б л и ц а 5.1
и, кВ	12	13	14	15
t3 _ , НС	100	40	^20	10
G+, нс	600	350	200	100
101
Дена зависимость 13 от U, когда один из электродов газоразрядного промежутка—- острие, а второй — сфера диаметром 5 см. Разряд происходил в воздухе при давлении 1 атм и длине промежутка 5 мм [9]. Практическое использование вентильных свойств промежутка с неравномерным полем на одном из электродов затруднительно из-за узкого диапазона рабочих амплитуд и нестабильности времени /3.
Лучшего эффекта можно достичь при пробое по поверхности диэлектрика в вакууме при неоднородности поля на одном из электродов. Вентильные свойства проявляются также у трехэлектродного разрядника с постоянным потенциалом на среднем электроде.
Глава 6
НАНОСЕКУНДНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ УСТРОЙСТВА С БОЛЬШИМ ЧИСЛОМ ИСКРОВЫХ ПРОМЕЖУТКОВ
6.1.	Последовательный разрядник
Устройство с последовательным соединением большого числа искровых промежутков называют последовательным разрядником. Оно нашло широкое-применение в технике генерирования мощных наносекундных импульсов [5]. Предложение об использовании такого устройства в импульсной технике было сделано в [143]. В [144] было предложено использовать его для укорочения фронта импульса, а в [121] была показана возможность получения серии папосекундных импульсов в схемах задержки, обострителях и т. д.
Схема последовательного разрядника в общем виде приведена на рис. 6.1. Напряжение по промежуткам распределяется при помощи омического делителя, причем каждый промежуток шунтируется па землю емкостью. Потенциалы верхних электродов относительно земли составляют соответственно Uit U2, ..., Um. Запуск такого разрядника можно производить, подавая пусковой импульс на какой-либо из промежутков. Если первым пробивается промежуток Pit то па него разряжается «греющая» емкость С>, создавая проводящий путь в промежутке. Емкость С2 удерживает постоянным потенциал в точке ее подключения, поэтому промежуток пробивается с перенапряжением р2= (Cli + Иг)IUаг, где Uc2— статическое пробивное напряжение промежутка Р2. Разряд С2 создает в Р2 и поддерживает в Рх проводящий путь. Так последовательно пробиваются все m промежутков. Задавшись величиной Ki=U;/U0 (/=>1, 2, 3, ..., m), где Uo — напряжение на входе последовательного разрядника, Uj — потенциал верхнего электрода /-го промежутка, определим число искровых промежутков последовательного разрядника.
102
коэффициентов а все проме-
Рис. 6.1. Схема последовательного разрядника.
В нормальном режиме промежуток Р$ должен иметь запас прочности
a^UciKU^U^.),	(6.1)
где £/Cj — статическое пробивное напряжение /-го промежутка.
Связь между a,j и перенапряжением р3- имеет вид
a^UjKUi-Г'; ,)Г>;.	(6.2)
или
9=1/а,Р/= (к,—kj-i)/k3-.
Из (6.2) следует, что
к1=к2(1 — </2)=к3(1— q2) (1— 7;;)= ... =Kj(l—qz) (I— q3) ... (1— <7j) = = Km(l— </2) (1— qs)  : . (1— qm).	(6.3)
Практический интерес представляют три способа распределения напряжения по разрядникам.
1.	Напряжение по разрядникам распределено так, что j = q = = const. В этом случае при равенстве жутки пробиваются при одинаковом перенапряжении. Так как кт= 1, то из (6.3) следует, что
Ki= (1—г/)™-1,	(6.4)
ИЛИ /71 = [1П К1/1п (1—7)]+1.
2.	Равномерное распределение напряжения по разрядникам, тогда <7j ='!//' и m=il/Ki.
3.	Напряжение по разрядникам распределяется так, что К2=|кз= ..  ...=Km-l = K, но ki=Ak. При этом /п=(1—1К1)/к-Н1.	(6.5)
При анализе работы устройства с последовательным разрядником было сделано предположение, что в процессе пробоя промежутков потенциалы электродов непробитых промежутков сохраняются неизменными и на промежутках достигаются расчетные перенапряжения. В действительности эти условия не всегда соблюдаются. За время т, между пробоями промежутков Pi и Pj-i емкость Ci может разрядиться вследствие шунтирования части активного делителя пробившимися промежутками. Для устранения процесса разряда С/ необходимо, чтобы PiCj^Ti. Кроме того, на распределение потенциала при срабатывании разрядников оказывает влияние собственная емкость разряд
ников Ср,, на которую разряжается С5- после пробоя P:-i. Поэтому необходимо, чтобы Cj^>CPj.
На величину перенапряжения, при котором происходит пробой промежутков, оказывает также влияние соотношение между временем коммутации tuu-iq разрядника Pj-t и запаздыванием /3пробоя
103
промежутка Р} относительно пробоя P,-i. Если Л,-(2—j, то разность потенциалов на промежутке не успеет достичь предельного значения Uj, когда произойдет пробой промежутка Pj. В этом случае перенапряжение на промежутке Р, будет меньше расчетного, что ведет к увеличению времени коммутации всего последовательного разрядника.
Было проведено исследование зависимости времени между пробоем соседних промежутков в воздухе от длины промежутков при различных величинах С,- и сопротивлений Rj, Zj, включенных в цепь разряда «греющих» емкостей (рис. 6.2). Напряжение на разряднике равнялось {7=15 кВ [5]. Использовалось два различных распределе-
1	I 3 й.},мм	1	Z 3 Л.мм
Рис. 6.2. Зависимость времени между пробоем промежутков в последовательном разряднике от длины промежутков при различном рас- пределении напряжения:
a) Ri^>R.2=Rs=Ri, d2=3 мм: 1) i33(d3) при С3=2500 пФ; 2) /аз(с/3) при С(/) = = 500 пФ; 3) fa3(d3) при С(;')=33 пФ.
б) R^R^R.; /) t33(d3) при С — 1000 пФ; 2) t33(d3) при С(;)=33 пФ;
3)	при С(/) = 1000 пФ.
ния напряжения по промежуткам. В первом случае, при числе промежутков, равном 4,	Р2=7?з=7?4=0,63 МОм, во втором, при
трех промежутках, ^1=^2=7?3 —10,2 МОм. Разрядники располагались так, что промежутки подсвечивали друг друга. Во всех случаях в цепь разряда емкостей включалось сопротивление 100 Ом. При этом величины всех емкостей Cj были одинаковыми. На рисунке вертикальные линии указывают на разброс наблюдаемых величин.
Возрастание разбросов величины t3 с увеличением длины промежутка d вызвано уменьшением перенапряжения на промежутке, а с уменьшением С обусловлено ослаблением интенсивности облучения. По кривым 1 и 3 (рис. 6.2,6) можно определить общее время срабатывания разрядника на трех промежутках, равное {Зг+^зз. Так, при запасе прочности а=1,1 и d2=d3=l,4 мм общее время задержки составит 20 нс. Оно уменьшается и становится более стабильным с уменьшением а и практически не зависит от величины емкости С при С^гЗЗ пФ. Если С<33 пФ, время задержки пробоя сильно возрастает.
104
В (141] приведены результаты Вксйёрйментйльного исследования устройства для задержки импульсов с пятью разрядниками при зарядном напряжении 15 кВ. На первом промежутке напряжение постоянно составляло 11,5 кВ, а оставшееся напряжение равномерно распределялось по остальным промежуткам. Амплитуда задерживаемого импульса с фронтом 15 нс составляла 15 кВ. Регулировка времени задержки осуществлялась одновременным изменением длины промежутков во всех разрядниках, кроме первого. При диаметре
Рис. 6.3. Зависимость времени запаздывания срабатывания разрядника от амплитуды импульса напряжения при d=0,2 лиг.
-----т=24; ------^ф1“1 нс.
задержки импульса можно было плавно регулировать при удовлетворительной стабильности от 60 нс до 1 мкс. Фронт импульса на выходе схемы в этом случае составлял 25 нс.
Интерес к последовательному разряднику возрос в связи с его применением в искровых камерах, необходимых для детектирования заряженных частиц. В работе [48] получены данные по времени задержки между пробоями соседних промежутков при их взаимном облучении, которые хорошо согласуются с данными (рис. 6.2), полученными в [5].
В § 5.2 было показано, что для уменьшения амплитуды пускового импульса коммутатора и для расширения диапазона рабочих напряжений многозазорных коммутатора и обострителя необходимо в разряднике создать такие условия, чтобы коэффициент импульса разрядника |3<1 (чем меньше (3, тем лучше указанные параметры). Получить р<1 можно при последовательном соединении большого числа искровых промежутков, если созданы условия для резко неравномерного распределения импульсного напряжения по промежуткам.
Такое распределение напряжения проще всего создать при увеличении отношения величин емкостей электродов на землю к межэлектродной емкости. На рис. 6.3 представлена зависимость времени от амплитуды импульса U& многоэлектродного разрядника, из
105
которой следует, ч)0 в разряднике с последовательным соединением зазоров время /3 с ростом напряжения уменьшается гораздо слабее, чем в одиночном промежутке. Это благоприятно сказывается на стабильности времени задержки при регулировке рабочего напряжения коммутатора.
Если промежу^ разрядника составляют доли миллиметров, то даже при атмосферном давлении время коммутации составляет 10 9 с [18, 138]. Эд) свойство коротких зазоров сохраняется и при последовательном уединении большого их числа. Например, при числе промежутков (1= Ю, длинах зазоров d= 100 мкм, при давлении воздуха р=1 атм время /к — Ю^9 с. Это время почти на порядок меньше времени для одиночного промежутка при р=1 атм со статическим пробитым напряжением, равным суммарному напряжению всех зазоров, т. е. ~ 10 кВ, и примерно равно времени коммутации при б/=ЮкВ и /2=10 атм. Следовательно, при последовательном соединение коротких зазоров можно на порядок снизить время 1К при непарных давлении и пробивном напряжении, или во столько же раз синить давление газа при неизменных /к и пробивном напряжении.
Короткие промежутки имеют также малое время деионизации, причем оно уменьццется, если промежуток разделен на много зазоров. Это обусловило широкое применение промежутков с малыми зазорами в энергических разрядниках, в схемах управления импульсными источниками света и т. д. В последнем случае при заполнении многосекцюнного разрядника водородом при токе 6 кА частота следовании импульсов составила 10 кГц [145].
Итак, разрядной с короткими искровыми промежутками при их последовательном соединении имеют параметры, позволяющие использовать их д^ улучшения характеристик мощных наносекундных обострителей чкоммутаторов.
6.2.	^остритель с большим числом газовых микрозазоров
Проанализируем более подробно работу в качестве обострителя ра3рядника с большим числом микрозазоров [138]. Схема замещения обострителя приведена на рис. 6.4, где Ц и Ci — соответственно, емкости между электродами и дикости электродов на землю; R — сопротивление делится; р — волновые сопротивления линий Л1 и Л2 (рис. j.4). Пробой промежутков имитируется замыканием ключей К.
Сопротивления R обычно так велики, что не влияют на процесс в сдеме. Предположим, что величина 2рС3С <С'/змин (4мин--минимальное время задержки пробоя зазора, Са — эквивалентная емкость заострителя по отношению к входным зажимам). Обычно фронт преобразуемого импулдса |/ф1>^зми& поэтому переходный процесс в схеме Муожно анализировать без учета влияния волнового сопротивления линий, полагая, что после про-106
боя каждого зазора на остальных непробитых зазорах успевает установиться напряжение в соответствии с величинами емкостей С2 и Ci. В этом случае расчетную схему замещения можно представить в виде однородной цепной схемы из т-звеньев.
Напряжение по электродам разрядника при пробое / промежутков распределяется по закону
Uk+i = 2t/ sh [(tn—k) y]/sh (m—j)y,	(6.6)
где y = ln[l 4-(С1/2С2)(1+У"4С2/С1 +1)], fe —порядко
вый номер электрода, а двойка перед U обусловлена удвоением напряжения в линии Л1 на входе в обостритель. При Ci/C2<2 величина у может определяться из более простого выражения
(6.7)
Из (6.6) можно найти перепад напряжения на любом зазоре. Например, при /=0, т. е. перед пробоем первого промежутка на первом зазоре будет напряжение
U2=2U[l~
—sh (m—l)y/sh my]. (6.8)
Если y^l, a m>3, to
A[/i = 2C/l[l—exp(—y)], (6.9) следовательно, при у~1 перед пробоем первого зазора на нем будет падать напряжение, равное 63%' от удвоенной амплитуды импульса, а при больших значениях у напряжение на первом зазоре будет еще больше. Если задаться некоторой минимальной величиной перенапряжения |3iрмин?
Рис. 6.4. Схема замещения обостри-теля с большим числом коротких микрозазоров.
107
то минимальная амплитуда импульса определится из соотношения
Uа мин~ Рмин^с/2[1—ехр ( у)],	(6.10)
из которого следует, что при у ^2 //амин~ Пс|Змин/2, т. е. является величиной порядка пробивного напряжения одного зазора.
Величину Гамаке нельзя определить так просто, как Да мин- Она выбирается из условия	Время за-
держки пробоя обострителя i3 зависит от отношения
Рис. 6.5. Зависимость минимальной амплитуды импульса напряжения обострителя и отношения максимальной амплитуды к минимальной от отношения емкостей С\1С2.
На рис. 6.5 показаны зависимости отношения Да макс/Да мин и величины t/амин от отношения Cj/Сг при т=Г0, </=100 мкм, /ф1= 15 нс, р=1 атм [138]. В качестве линии Л1 и Л2 использовались кабели РК-3 (р = 75 Ом). Длительность фронта импульса на выходе в этих экспериментах во всех случаях не превышала 1 нс. На рис. 6.6 показаны элементы обострителя. Типичные осциллограммы входного и выходного импульсов с амплитудой 10 кВ приведены на рис. 6.7.
Импульсы с фронтом менее 1 нс были получены на низкоомном согласованном обострителе с волновым сопротивлением 10 Ом [146]. Он состоял из 25 искровых промежутков по 200 мкм каждый. Наружный диаметр электродов и внутренний диаметр экрана выбирались из условия согласования волновых сопротивлений заостри-108
теля, входной и выходной линий (рис. 6.6). Длина электродов выбирается так, чтобы их емкости на землю Ci были примерно равны межэлектродным емкостям С2~8 пФ. Кольцевые электроды крепятся на изолирующее основание. Поверх электродов надевается изолирующий цилиндр, сверху которого располагается металлический экран. Емкости С) образуется между экраном и электродами. В качестве линий Л1 и Л2 использовались
Рис. 6.6. Элементы конструкции обострителя:
1— шайба; 2 — фиксирующая диэлектрическая шайба; 3 — диэлектрический цилиндр; 4 — металлический экран.
Рис. 6.7. Осциллограммы импульсов с амплитудой 10 кВ на входе (а) и выходе (б) обострителя при m = 23, d=0,2 мм, С|/С2=2; в — градуировочная осциллограмма.
кабели РК-Ю6 (р=50 Ом), соединенные параллельно по пять штук. Длительность фронта импульса на входе составляла 10 нс. В воздухе при р = 1 атм, Ci/Ca—l диапазон рабочих напряжений составлял 15—40 кВ при фронте £$2=0,7 нс.
Итак, используя свойства коротких искровых зазоров, соединенных последовательно, можно создать обостритель с широким диапазоном рабочих напряжений без регулировок зазоров, с высокой стабильностью временных характеристик и сравнительно низким давлением газа.
6.3.	Управляемый наносекундный коммутатор с газовыми микрозазорами
В [147] был предложен и разработан коммутатор, который имеет одновременно высокую стабильность бремени пуска без вспомогательных источников, низкую ам-100
плитуду пускового импульса, широкий диапазон рабочих, напряжений при неизменных длинах промежутков и, наконец, сравнительно низкое давление при времени
Рис. 6.8. Устройство коммутатора с короткими газовыми промежутками.
110
Рис. 6.9. Схема замещения управляемого коммутатора с большим числом коротких промежутков.
коммутации 10~9с. При этом коммутатор запускался без гальванического контакта между формирующим и пусковым устройствами.
У стр о ист в о комм у т ат о р а приведено на рис. 6.8 {147]. Шайбы 1, которые являются электродами, разделены промежутками и надеты на полое изолирующее основание 2. Напряжение по промежуткам распределяется с помощью сопротивлений 3. Накопительный кабель 4 присоединяется к последней шайбе сверху, а формируемый импульс отводится по кабелю 5, который присоединяется к последней шайбе снизу. Пусковым электродом является металлический цилиндр 6, к которому импульс поступает по кабелю 7. Все устройство находится
который для изоляции от
в металлическом корпусе 3, высокого напряжения насажен на изолирующии цилиндр 9.
Рассмотрим принцип работы коммутатора, используя схему замещения на рис. 6.9. Электроды коммутатора с установленными между ними зазорами можно рассматривать как цепь последовательно включенных емкостей С2. Между ними включаются емкости С{ электродов коммутатора по отношению к экрану и емкости С3 по отношению к металлическому стержню. Рабочее напряжение U распределяется с помощью сопротивлений Ключи К имитируют пробой промежутков. В момент подачи на стержень пускового импульса токи смещения, возникающие в емкостях Сз, Съ Сь сильно искажают линейное распределение напряжения между электродами, создавая
111
На крайних зазорах коммутатора большие перенапряжения. Эти зазоры пробиваются. На последующих за коммутируемыми зазорах снова создаются большие перенапряжения. Кроме этого, перепад напряжения на последующих зазорах увеличивается в результате перенапряжения рабочего напряжения при пробое промежутков.
Напряжение на &-м зазоре при поступлении пускового импульса определяется методом наложения из соотношения
MJh=U/m+bU'h+MJ"k,	(6.11)
где т — число промежутков; Al/'* и At/"*— соответственно разность потенциалов от пускового импульса и от перераспределения рабочего напряжения при пробое промежутков.
Предположим, что пробой промежутков может происходить одновременно с двух сторон без нарушения очередности. Причем за время между пробоями промежутков на них успевает распределиться напряжение, соответствующее оставшемуся числу промежутков. Тогда, пренебрегая, как и при анализе работы обострителя, влиянием волновых сопротивлений коаксиальных линий, по которым поступают пусковой и преобразуемый импульсы, на процесс перезарядки емкостей коммутатора и учитывая согласно принципу наложения только действие напряжения t/n получим для MJ'k [147] следующее выражение:
* г,,	г г 267,	, Г тгь j 4- 1
ДП * = — Ci + Ci Sh [ g
— (& — /')] Ysh^/ch^-Y, (6.12) где Uа — напряжение пускового импульса; k — номер промежутка, на котором определяется разность потенциалов,	j — общее количество сработавших
промежутков; /' — число сработавших промежутков со стороны формирующей линии;
Y = In [1 + («72) (1 + /1 + 4/а2)].	(6.13)
При выводе формулы (6.12) был использован метод взаимности, а источник э. д. с. был заменен источником тока, который включался в одно из звеньев параллельно Ci. При этом схема с шестиполюсниками просто преоб-112
разуется в цепную схему с симметричными четырехполюсниками.
Перераспределение рабочего напряжения по зазорам коммутатора при пробое промежутков определяется исходя из условия, что пробой каждого зазора означает увеличение напряжения на остальной части коммутатора с непробитыми зазорами на величину Ujm. Источник напряжения Un закорачивается, что позволяет сложить параллельно емкости Ci и С3 и получить схему замещения, аналогичную схеме заострителя.
При этом для AU"k была получена формула
bU"k = (2U/m) sh
jr ch ( т — k — ]п
+ j" ch ( k — /—
sh (//? — j)a9
(6.14)
где a = (С, 4* C3)/C2> j" — число сработавших промежутков co стороны нагрузочной линии.
При п>1 (при этом у>2), / = 0 (до начала пробоя промежутков) на первом промежутке
Д/7'1^-1/п(1^е-7)С3/(С3+С2);
а на последнем
Ш'т ~ t/n(l - е“7) С3/(С3 + С2).
(6.15)
(6.16)
Если С2/С3^>1, а у>2, то на первый и последний зазоры приходится подавляющая часть напряжения t/ц, но разности потенциалов на этих зазорах имеют противоположные знаки.
Из (6.14) следует, что при //z—0, j'—k—1, п>1
&U"h~U[(k—1) /,т]( 1—е~“),
т. е. на каждом последующем зазоре при пробое предыдущего разность потенциалов будет увеличиваться и при больших k и п>1 она будет стремиться к U. Из (6.12) и (6.14) следует, что величина коэффициента а играет основную роль в распределении потенциала по электродам. Если t/n>C7c, то промежутки пробиваются с большим перенапряжением. Из (6.15) и (6.16) следует, что из-за большого перепада потенциала возможен пробой промежутков как со стороны формирующей, так и со 8—343	113
стороны передающей линии одновременно. Эксперименты показали, что при пробое промежутков со стороны нагрузки перед основным импульсом появляются паразитные импульсы. Резюмируя результаты, приведенные в настоящем параграфе, сформулируем кратко условия, при которых устраняются недостатки, присущие известным коммутаторам.
1.	Понижение давления осуществляется вследствие того, что используются малые длины зазоров. Как показано в работах [18, 138], при длине зазора d = 100-н 200 мкм в таких газах, как азот, аргон, воздух и др., даже при атмосферном давлении время коммутации составляет 109 с. Используя последовательное соединение большого числа таких коротких зазоров, можно при высоких напряжениях и давлении всего в несколько атмосфер получить фронт импульса 10 9 с.
2.	Высокая стабильность времени от момента приложения пускового напряжения до срабатывания коммутатора обеспечивается тем, что к первым зазорам прикладывается подавляющая часть пускового напряжения и они пробиваются за время не более чем 10 ‘9 с, создавая еще большее перенапряжение на последующих зазорах. Оно создается в результате перераспределения рабочего напряжения после пробоя первых промежутков, которое складывается с пусковым, поэтому время запуска коммутатора мало и его стабильность высока.
3.	Малая амплитуда пускового импульса Ua обеспечивается тем, что для запуска коммутатора фактически нужно пусковое напряжение, способное пробить один зазор. Минимальная величина этого напряжения определяется статическим пробивным напряжением одного зазора. Например, в воздухе при г/=100 мкм, р = \ атм, величина пускового напряжения t/n=l кВ. Для получения хорошей стабильности пуска необходимо, чтобы Дп в четыре-пять раз превышало статическое пробивное напряжение Uc. Важно отметить, что с ростом максимального рабочего напряжения амплитуда пускового импульса не увеличивается.
Было изготовлено и испытано четыре образца коммутаторов, наполненных азотом [148]. Здесь приведены данные о работе коммутаторов с т = 30 и /-,7 = 15 и длиной зазоров, равной 200 мкм. Размеры коммутаторов выбирались из условия согласования их с линиями Л1 и Л2 (кабели РК-106, р = 50 Ом). Изолирующие основа-114
пия 2 и цилиндр 9 (рис. 6.8) изготовлялись из оргстекла, а электроды — из нержавеющей стали. Величина коэффициента у составляла 1,45, длина кольцевых электродов 8 мм, диаметр 28 мм, площадь рабочей поверхности 2 см2.
При значениях рабочего напряжения Н^г14 кВ и амплитудах пускового импульса Дп = 5 и 10 кВ, искажения фронта импульса, вызываемые несогласованным пробоем последних зазоров, были незначительны. При малом значении рабочего напряжения и тех же значениях напряжения пускового импульса эти искажения существенны. Установка величины емкости между предпоследним электродом и землей равной 5С2 полностью устраняет эти искажения. Повышение давления газа в коммутаторе также устраняет искажения фронта. Они отсутствовали во всем диапазоне рабочих напряжений, который составлял 4—40 кВ. При работе коммутаторов с наибольшим рабочим напряжением нестабильность их запуска составляет величину порядка нескольких наносекунд.
Высокая стабильность времени от момента приложения пускового напряжения до срабатывания коммутатора обеспечивается тем, что при большом отношении емкостей (Ci + C3)/C2 к первым промежуткам прикладывается подавляющая часть напряжения пускового импульса. Так как Un/Uc^>l, то перенапряжение на промежутках р^>1 и первые зазоры быстро пробиваются, создавая еще большие перенапряжения на последующих промежутках. Обычно достаточно иметь (3 = 4—5. Амплитуда пускового импульса при этом мала, так как она порядка пробивного напряжения одного зазора, которое может быть в десятки раз меньше рабочего напряжения. Широкий диапазон рабочих напряжений коммутатора достигается за счет того, что можно увеличивать 1/аМакс почти до mUK и уменьшать 1/ам1ш почти до нуля, так как рабочее напряжение не участвует в запуске коммутатора.
6.4. Разрядник для точного включения конденсаторов в мощных батареях
Для параллельного включения конденсаторов в мощных конденсаторных батареях обычно используются тригатроны и трехэлектродные искровые разрядники [12QJ 8*	115
Время срабатывания и стабильность этих коммутаторов сильно Зависят от зарядного напряжения батареи, что делает невозможным включение батареи на нагрузку с импедансом, большим волнового сопротивления контура, бе3 развязывающих элементов. Для устранения этих трудностей было предложено {149] использовать многоэлектродный разрядник с большим отношением емкости эл^ктродов на землю к межэлектродной емкости. Для этог0 использовались электроды в виде трубок, в которые всуавлялся коаксиальный кабель.
Рис. 6. io. Схема замещения разрядника в период пуска:
U — зарядное напряжение батареи конденсаторов; R — сопротивления дели» теля.
116
Далее описан многозазорный управляемый коммутатор, который работает при атмосферном давлении в воздухе в диапазоне напряжений от 8 до 50 кВ, при токах до 100 кА без какой-либо регулировки промежутков [149]. Схема замещения разрядника в период пуска приведена на рис. 6.10. Разрядник состоит из восьми промежутков длиной 2 мм, по которым при помощи омического делителя равномерно распределяется рабочее напряжение. Отношение емкости электродов на землю Ci к межэлектродной емкости С2 равно примерно 5. Для уменьшения и стабилизации времени срабатывания коммутатора два промежутка, прилегающие к пусковому электроду, предварительно (за 30 нс до прихода пускового импульса) подсвечиваются при помощи искрового промежутка Рл, установленного в разрезе оболочки пускового кабеля [122]. Оказалось, что для стабильной работы коммутатора достаточно подсвечивать только эти зазоры.
Пусковой импульс Ua имеет амплитуду 25 кВ, полярность— обратную рабочему напряжению, фронт—10нс и длительность—100 нс. Он подается через разделительную емкость Сп к пусковому электроду, к которому со стороны емкости С примыкает пять промежутков, а со стороны нагрузки Лн — три. Из-за большой величины Ci/C2 почти все пусковое напряжение прикладывается к зазорам, прилегающим к пусковому электроду. Это обеспечивает высокое перенапряжение на зазорах и стабильное срабатывание коммутатора. Чтобы примерно уравнять времена пробоя разрядника в обе стороны от пускового электрода, коммутатор сделан несимметричным: между пусковым электродом и высоковольтным выводом конденсатора расположено пять зазоров, а по другую сторону пускового электрода — три зазора. Это оптимальное соотношение числа промежутков найдено экспериментально.
Сечение коммутатора в плоскости пути разряда приведено на рис. 6.11. Цилиндрические электроды 2 разрядника надеты на латунные трубки 1. Использование длинных латунных трубок преследует две цели: во-первых, изолирующие поверхности располагаются вдали от места разряда, что существенно уменьшает напыление материала электродов на эти. поверхности; во-вторых, для получения нужной величины С4 внутри трубок располагается коаксиальный кабель 3 без оплетки. Жилы
117
кабелей 4 в трубках между пусковым электродом 5 И нагрузкой соединены с землей, а в трубках по другую сторону этого электрода — с высоковольтным выводом 6 конденсатора 7 для уменьшения в статическом режиме разности потенциалов между латунной трубкой и жилой кабеля внутри нее. В этих условиях емкости электродов на землю и относительно вывода конденсатора составляли: С|»'23 пФ, С2?»5 пФ. С одной стороны на концах трубок расположен омический делитель для равномерного распределения основного напряжения по промежуткам. Концы трубок вместе с делителем и емкостью Сп залиты эпоксидной смолой с наполнителем.
Рис. 6.11. Сечение разрядника в плоскости пути разряда.
Электроды коммутатора имеют П-образное расположение и фиксируются на изолирующем ребре 8 конденсатора при помощи пазов в концевых отливках из смолы. Такое расположение электродов позволяет получить наименьшую индуктивность разрядника и системы конденсатор— разрядник. Концевые электроды коммутатора устанавливаются непосредственно на выводах конденсатора. Коммутатор закрывается металлическим кожухом, на котором устанавливаются разрядники- для подсветки зазоров. В качестве этих разрядников испо'ль-118
ЭОВались автомобильные свечи. Подвод кабеля к пусковой емкости осуществляется через отверстие в кожухе и концевой отливке из смолы. Внутренняя поверхность кожух,а оклеена резиной для ослабления шума.
Описанный многозазорный коммутатор обладает преимуществом по сравнению с тригатроном и трехэлектродным разрядником. До момента пробоя последнего зазора в одном из коммутаторов все разрядники батареи работают независимо друг от друга. После полного пробоя одного или нескольких разрядников срабатывание оставшихся разрядников принципиально возможно до тех пор, пока на них есть напряжение, равное напряжению электрической прочности одного зазора. Если сработал только один разрядник, то на нагрузке напряжение увеличивается, а на оставшихся разрядниках уменьшается. Следовательно, для устойчивой параллельной работы разрядников нестабильность в их срабатывании должна быть значительно меньше, чем время роста напряжения на нагрузке до максимума.
Эксперименты [149] показали, что два разрядника устойчиво работали параллельно на общую индуктивную нагрузку в диапазоне напряжений 8—50 кВ. Величина индуктивности разрядника, определенная различными > методами, составляла 10~8 Г. Время срабатывания при U=8 кВ составляло 4 = 80±5 нс, а при /7=50 кВ было равно /3=15±1 нс.
В [150] дано описание мощного генератора импульсов тока с энергией 40 кДж, внутренней индуктивностью 10-8 Г и рабочим напряжением 10—50 кВ, в котором использованы описанные выше разрядники. Максимальный ток короткого замыкания составлял 2,5 МА. Применение разрядников, описанных выше, позволило осуществить подвод электрической энергии к нагрузке без развязывающих элементов широкими шинами, выполненными в виде сдвоенной линии. Генератор состоял из 12 конденсаторов КММ~2,5/50, и на каждом из них устанавливалось по два разрядника.
Глава 1
ГЕНЕРАТОРЫ НАНОСЕКУНДНЫХ. ИМПУЛЬСОВ
С ИСКРОВЫМИ РАЗРЯДНИКАМИ В СЖАТОМ ГАЗЕ
7.1.	Введение
Генераторы мощных импульсов наносекундной длительности, в которых используются разрядники в сжатом газе, получили очень широкое распространение. Как было показано в § 1.3, сопротивление искрового промежутка при неизменном пробивном напряжении уменьшается с ростом давления газа. Так как фронт импульса формируется в процессе перераспределения напряжения в разрядном контуре импульсного генератора, то уменьшение сопротивления искры приводит к уменьшению длительности фронта импульса, если время этого фронта не будет ограничиваться паразитными параметрами контура. Известны две основные схемы получения мощных
а
Рис. 7.1. Схемы замещения разрядного контура импульсного генератора:
а — генератор с накопительной линией для времени /=2^и: б — генератор с накопительной емкостью.
наносекундных импульсов с использованием разрядников в сжатом газе: схемы с разрядом накопительной ли-нии и схемы с разрядом емкости. Этим типам генераторов соответствуют схемы замещения разрядного контура, которые используются обычно для расчета фронта импульса (рис. 7.1). На рисунке р — волновое сопротивле-120
ние линии, L — индуктивность разрядного контура, /?п— нелинейное сопротивление искры, Uo — зарядное напряжение, С —накопительная емкость.
Для расчета формы импульсов, получаемых в приведенных схемах, необходимо знать зависимость сопротивления искры /?п от тока и времени. При сравнительно небольших величинах тока можно использовать сопротивление R,,. полученное из модели искры, предложенной Ромпе и Вайцелем [14] (см. § 1.3).
7.2.	Расчет фронта импульса в генераторе с накопительной линией
Для того чтобы проанализировать влияние различных факторов на процесс роста тока на фронте импульса при разряде накопительной линии, рассмотрим переходный процесс в контуре, представленном на рис. 7.1,а. Такой контур имеет генератор с заряженной линией с волновым сопротивлением р и нагрузкой Rw при разряде этой линии через искровой промежуток. Будем интересоваться только интервалом времени, меньшим времени двойного пробега волны по накопительной линии. Ток в таком контуре с учетом формулы (1.15) для сопротивления искры будет описываться уравнением
х + х/2 1/ у х2 dx 4- A (dx/dx) = 1,	(7.1)
6
где x=iRIU0; x = tjQ\ Q = 2pd2/aU20; A = L/RQ; R = = р+7?н, d — длина искрового промежутка; a — коэффициент в формуле Ромпе — Вайцеля (1.15), характеризующий сорт газа. Вначале рассмотрим случай, когда величиной индуктивности разрядного контура можно пренебречь. При этом Д = 0 и уравнение (7.1) существенно упрощается, а зависимость тока от времени будет иметь вид
/= (0/2) [In z/(,0 —0 + (3i0—27) л'о/4 (го—02+
+ С],	(7.2)
где С — постоянная интегрирования, которая зависит от способа отсчета начала времени; i0=U0/R. При 7=0 f/io=O,Ol, С = 1,537. Из (7.2) следует, что при токе г = = 0,25П(|//? крутизна роста тока принимает максимальное значение
(di/dt).№W = O,lO5aUoE2/pR.	(7.3)
121
Для характеристики длительности фронта импульса удобно ввести время /м, которое определяется из соотношения
_________________9,5 / £ V2
~~	~~ ар \ р J
(7.4)
где Е — напряженность электрического поля, при которой происходит пробой промежутка.
Из (7.4) следует, что при неизменном давлении газа время будет уменьшаться с ростом напряженности электрического поля Е. При неизменной длине искрового промежутка напряженность поля Е можно увеличи-
Рис. 7.2. Зависимость времени <ы от давления воздуха при различных длинах промежутков [18]:
/) </ = 2,2 мм; 2) </ = 0,98 мм; 3) </=0,7 мм; 4) </=0,4 мм; 5) d=$,2 мм; 6) d— = 0,05 мм; 7) 0*7=0,085 мм; 8) </=0,13 мм.
нать за счет перенапряжения на промежутке при его импульсном пробое. Справедливость этого вывода была доказана экспериментально еще в 1927 г. в работе Роговского и Тамма. При статическом пробое промежутка величину Е/р можно выразить через произведение давления газа на длину промежутка. По закону Пашена при C/0 = const Е/р де const, следовательно, из (7.4) получим, что время	т. е. с ростом давления газа вре-
мя <м будет уменьшаться. На рис. 7.2 приведены зависимости <м(р) для различных длин промежутков при их Статическом пробое [21]. Из рисунка следует, что при 122
сравнительно длинных промежутках время tM уменьшается с ростом давления быстрее, чем при коротких.
При коротких промежутках время tyi становится равным 10 у с даже при атмосферном давлении газа [138]. Эти эффекты объясняются соотношением (7.4). Действительно, в правой ветви кривой Пашена, в области, близкой к минимуму (см. рис. 1.1),
Elp = Ai + Bllpd,	(7.5)
для воздуха коэффициенты Л.±==62- 103 В/см • атм, Bt = = 340 В [151], поэтому формула (7.4) примет вид
1М= (9,5/а)[Н2/(Л1И + В1)2].	(7.6)
Из (7.6) следует, что с уменьшением произведения pd знаменатель стремится к постоянной величине, а числитель непрерывно уменьшается, что приводит к уменьшению времени Д. Эта закономерность отчетливо прослеживается в экспериментальных зависимостях, приведенных на рис. 7.2.
Для учета влияния индуктивности разрядного контура на длительность фронта импульса необходимо решить уравнение (7.1) при А=^=0. Численное решение этого уравнения для А=А=0 было проведено в работе [17]. Полученные в этой работе зависимости х = /(т) представлены на рис. 7.3,а. Пользуясь кривыми х = /(т), можно рассчитать зависимость относительной величины напряжения на промежутке от времени при различных А, так называемую характеристику коммутации (рис. 7.3,б). Из рисунков следует, что процессы роста тока и спада напряжения на промежутке можно разделить на два периода: быстрый и медленный. Это соответствует экспериментальным результатам, полученным в работах [18, 39 и др.]. Такой ход характеристик коммутации и кривых тока затягивает область перехода фронта к вершине импульса. Поэтому для определения фронта импульса удобнее пользоваться уровнями тока не 0,1 и 0,9 от амплитудного, как это обычно принято в импульсной технике, а 0,1 и 0,8.
В диапазоне 0^А^25 зависимость относительной длительности фронта от коэффициента А хорошо аппроксимируется прямой линией Тф = 10,5 + 2,2 А или
tii = <2\pd^aU\ + 2,2LIR.	(7.7)
123
этой формуле первый член опрёДёЛяется усЛОййЯМй 3 искровом промежутке, а второй — параметрами /? и L Разрядного контура. Из формулы следует, что если пренебречь влиянием постоянной времени разрядного конура, то длительность фронта импульса pdzIUz0. Как
Рис. У з Зависимости относительной величины тока на нагруз-Ке х (а) и относительной величины напряжения на промежутке в период коммутации у (б) от нормированного времени т.
мы уже упоминали, при постоянном напряжении пробоя промежутка Uo согласно закону Пашена величина pd =
const, т. е. /ф~1/р. Экспериментальные зависимости 1$(р) для различных газов приведены на рис. 7.4 [121]. Величина определялась между уровнями тока 0,1 и 0,8 од амплитудного при статическом пробое промежут-124
ков напряжением 15 кВ и амплитуде тока ПОрЯДКа 100 А. Кривые на рисунке убедительно иллюстрируют уменьшение длительности фронта Гф с ростом давления газа. Кроме того, из формулы (7.7) следует, что при весьма высоком давлении газа уменьшение длительности фронта импульса ограничивается постоянной времени контура LfiR.
р, мирт. т.
Рис. 7.4. Зависимость длительности фронта импульса от давления газа в промежутке:
/ — воздух; 2 — углекислый газ; 3 — азот; 4 — водород; 5—фреон; 6—гелий;
7 — аргон.
Следует обратить внимание на одну особенность характеристик коммутации, рассчитанных из уравнения (7.1) (рис. 7.3,6). При А — Он-25 кривые спада напряжения на промежутке лежат близко одна к другой, поэтому характеристику коммутации можно описать одной кри-
125
вой, например экспонентой	Z70exp(—aGt ). Как пока-
зано в работе [152],
aG~ 0,075 aUhlpd2.	'	(7.8)
Зависимость UK/UG= exp (—0,075аU2Gt/pd2) приведена на рис. 7.3,6.
Проанализируем еще одну возможность определения крутизны фронта импульса при Л=^=0, которая следует непосредственно из уравнения (7.1). Из рис. 7.3,а следует, что в области максимальной крутизны фронта зависимость х(т) близка к прямолинейной. Поэтому для определения максимальной крутизны кривой х(т) достаточно только приближенно найти то значение тока, при котором крутизна принимает максимальное значение. В частности можно принять, что в некотором диапазоне величин А максимальная крутизна фронта тока и напряжения достигается при x=i/if (т. е. как и при Л — 0). Исходя из этих соображений, в [5, 121] получено следующее выражение для максимальной крутизны фронта импульса напряжения:
макс
27 аио
256 pd2
(Л),
где
Р(Л) =
1 — (2 sh Ф/3)/ИЗЛО .
71	27 /1	.	,3 КЗЛО
Ло = 728	= arC sh ---
Проверка справедливости допущений, принятых при выводе формулы (7.9), показывает, что при Л^,10 расхождение не превышает 5%.
Метод, использованный при выводе формулы (7.9), будет полезен при определении максимальной крутизны фронта импульса, поэтому остановимся на нем более подробно. Все уравнения, которыми мы в дальнейшем будем пользоваться, являются нелинейными дифференциальными уравнениями второго порядка, типа
F (х, х, х, Ль Л->) - 0,	(7.10)
где Ai и А2 — постоянные коэффициенты. Уравнение (7.1) не составляет исключения, так как после несложных преобразований его можно представить в форме (7.10) 126
п:Ри условии, что А2 = 0. Первая производная х принима-ет Максимальное значение, когда вторая производная
При этом уравнение (7.10) принимает вид
Т7!(х’макс, Хмакс-^Ь Az) ~0,	(7.11)
/Де индекс макс говорит о том, что уравнение (7.11) ^ответствует частному случаю, когда крутизна -х j/аксимальна. Если известен характер функции х(т), например обычно это . монотонно растущая функция, то, Определив как-то Хмакс, можно найти из формулы (7.11) /Ужную нам величину хмакс. Обычно величину хмакС /йределяют при условии, что один из коэффициентов А р’авец нулю.
7.3.	Разряд емкости через искровой промежуток
Импульсный генератор с разрядом емкости через рскру широко используется в импульсной технике. Подбором величин емкости или давления газа в разряднике Можно корректировать фронт импульса и получать пико-РЫе импульсы малой длительности или прямоугольные Ямпудьсы с плоской вершиной. Анализ процесса разряда емкости через искру с учетом сопротивления искры До формуле Ромпе — Вайцеля (1.15), активного сопротивления в контуре Р и индуктивности L был проведен “айцелем [153]. Однако расчеты были проведены численным методом только для некоторых частных случаев, работе [154] было показано, что в некоторых случаях Можно получить точные или приближенные формулы Для определения тока в контуре и напряжения на на-гРУЗке.
Из рис. 7.1,6 следует, что процессы в контуре описываются системой уравнений, которая включает уравнение Кирхгофа для контура, формулу для сопротивления Искры (1.15) и формулу, связывающую ток и напряжение емкости. Эту систему уравнений [153] можно привести к виду
2]/?+^+^ f4rY+2Z“2=0’	'I
J \ t.L '	1  
В dy	, f dZ 	, I ( •12)
x=------г- t = 4 I . -7	-4-const,
4 dZ	J ciy/dZ 1	1
Где
 T = x=iRjU0, 7. Ui: U ,
B = RsiC/V, K=YLC^, b=2pds/aUВ 9 * *0.
127
Систему уравнений (7.12) можно решить точно только при Л = 0. В этом случае первое уравнение в системе [7.12] превращается в обычное квадратное уравнение относительно параметра а зависимость напряжения на емкости и тока в контуре от времени запишется так:
C=4-ln(ZI-l)-:I7^-Ty-ln(6-Z1) -
~2(f+i) in (^ + ^) +const, (7.13) x = Z(l-l/ZI),	(7.13a)
где 6 = ]/T+25; Л = ]Л1 +.25(1 -Z2).
Постоянную интегрирования- в формуле (7.13) можно определить из условия х=0,01 при т=0. Из (7.13) и (7.13а) можно найти максимальное значение нормированного тока
хмакс = (1 — 1 /3VН=25)3/2 /(1 + 2В)/25 (7.14) и соответствующее ему нормированное напряжение на емкости
2макс = У [(1+25) -(1+2ВН/2В. (7.14а)
Если величину ZMaKC из (7.14а) подставить в (7.13), то можно найти нормированное время тМакс, при котором ток принимает максимальное значение. На рис. 7.5 приведены зависимости тмакс(В) и хМакс(В).
Исследуем влияние параметров В и К на форму импульса. При В = оо схема замещения разрядного контура аналогична схеме, когда емкость С является источником бесконечной мощности, и схеме с разрядом линии (рис. 7.1,а). В этом случае зависимость тока от времени (при /С=0) будет описываться формулой (7.2), а зависимость крутизны тока от индуктивности в контуре L, давления газа и т. д. — формулой (7.9). Из рис. 7.3 следует, что напряжение и ток на фронте импульса вначале нарастает быстро, до х»0,8, а затем рост их замедляется. Это приводит к увеличению длительности фронта импульса. Для устранения этого эффекта можно подобрать такую величину параметра В, чтобы разряд емкости компенсировал медленный подъем напряжения, Из 128
рис. 7.6 следует, что при В 450 длительность фронта импульса между уровнями 0,1—0,9 от амплитудного почти в три раза короче, чем при разряде линии. Этот эффект можно использовать для укорочения длительности фронта импульса и коррекции его вершины [154].
В работе [154] показано, что формулой (7.9) можно пользоваться для определения крутизны фронта при В >5. При К=0 и В-Cl максималь-
Рис. 7.5. Зависимости нормированных величин времени Тмакс и тока на нагрузке Хмакс от В при разряде конденсатора через искровой промежуток на сопротивление.
Рис. 7.6. Пояснение возможности коррекции вершины импульса подбором параметра В.
ная критизна фронта импульса тока определяется по формуле
(cfz/flf/) макс —
= 0,0855 a?CU\/p№.
(7.15)
Практически случай, когда х=0 и 0<В<5, находит применение для получения импульсов тока и напряжения пиковой формы.
Остановимся подробнее на влиянии К на параметры импульса. Опре-
делим условие периодич-
ности разряда' С. В пределе в уравнении (7.12) при т—>оо, Z—>0 и d^fdZ—>0. Подставляя эти значения dyldZ в систему уравнений (7.12), получаем
K2d2Z/dxa £[1 + 1/(J/ 1 4-25- 1)](dx/dx)х = 0. (7.16)j Если
К<В/2 4-1/1(^У1Т+25))	(7:17)
то асимптота (7.1.6)) становится апериодической кривой и, следовательно, Z(x) и х(т) не будут иметь нулевых
9—343.	'	ИЯ
и. отрицательных значений. Напомним, что для идеального коммутатора • (7? = 0) условие апериодичности разряда имеет вид:
или К<5/2.	(7.18)
Из условия (7.17) следует, что с ростом В оно переходит в (7.18).
Определим влияние параметра К на амплитуду импульса. При /С=0 амплитуда определяется по формуле (7.14). Из системы уравнений (7.12) можно получить следующую формулу для амплитуды импульса:
•^макс —= ^макс
11
(7.19)
Чтобы найти из (7.19) амплитуду импульса, необходимо знать величину ZMaKC — нормированное напряжение на емкости. Зависимость x(Z) имеет плоский максимум,
Рис. 7.7. Зависимости хМакС от параметра К, построенные по формуле (7.19).
поэтому, чтобы знать хмакСл достаточно найти приближенное значение /макс- Как показано в [154], для определения /макс можно использовать формулу (7.14) для К=0. На рис. 7.7 приведены кривые хмакс(К) при различных значениях В. Точки на кривых соответствуют данным работы [153]. Влево от йунктирных линий имеет место апериодический процесс, а вправо — колебательный.
130
7.4.	Методы коррекции формы импульсов
Как уже упоминалось, фронт импульса в схеме с разрядом линии имеет участки быстрого и медленного роста тока и напряжения. Если требуются импульсы строго прямоугольной формы, то медленный участок нежелателен. В § 7.3 было показано, что при разряде накопительной емкости при соответствующем подборе ее величины можно получить импульс с более плоской вершиной, чем при разряде линии.
Рис. 7.8. Схема генератора с коаксиальной линией и корректирующей емкостью Скор.
В генераторах с накопительной линией для коррекции вершины и уменьшения длительности фронта можно использовать включение параллельно линии емкости [152] (рис. 7.8).
Если характеристику коммутации заменить экспонентой UK(t) = t/oe-a“ , то напряжение на нагрузке А’н=р определяется по формуле
р — 2
(	'^орб'кор \
^2 ^0рСкор J
ДоР^коР с 2//РСкоР
2 Дорб'коР
(7.20)
И'.'( । гель ‘Л означает, что в схеме с накопительной при /?ц -(> амплитуда напряжения в два раза Зврядиого. Зависимости 2U/U0 от параметра । различных величинах Во представлены на pin , н. При уиеличении Во уменьшается длительность Фрил I.,, по на вершине появляется выброс, который иска-/К.нч форму импульса. При СКОр=1,4/а0р величина выброса составляет 5%. Так как время коммутации ф{ = 2,2/ао, то оптимальная величина емкости
01,ор— 1,4/(/ор — 0,63ф(/р.
(7.21)
131
При этом значении £КОр длительность фронта ймпульсй уменьшается более чем в. два раза. С учетом формулы (7.8) соотношение (7.21) запишется так:
СКОр~ 19pd2/at72op.
(7.22)
1,5
0-
0
о.
оL
7.9. Зависимость фор-ймпульса от парамет-
Рис. мы
В работе '[152] экспериментально показана эффективность этого типа коррекции и дан ее подробный анализ с учетом индуктивности разрядного контура L и емкости нагрузки Сн.
Укорочение длительности фронта импульса почти в два раза можно получить также, включив емкость па-vz/// г-. _ ~..	раллельно искровому проме-
жутку [155]. При этом оптимальная величина корректирующей емкости находится из соотношения
Скор —6prf2/pa</20.	(7.23)
Эта коррекция позволяет укорачивать фронт импульса, но пологий участок перехода от фронта к вершине остается практически без изменения. Поэтому целесообразно использовать одновременно включение двух емкостей: од- *
н-у параллельно накопительной линии, а вторую —промежутку. Это позволяет при соответствующем подборе емкостей уменьшить эффективную длительность фронта /ф в четыре раза. Корректирующие емкости при этом могут быть элементами конструкции разрядников [155].
Медленный подъем напряжения в области перехода от фронта к вершине импульса можно устранить, используя неоднородную накопительную линию [156]. Пусть время роста тока на быстром участке равно нулю, а на медленном изменяется по линейному закону. При этом напряжение импульса на согласованной нагрузке в схеме с однородной накопительной линией запишется так:
[/н(/)={/в(МИ + (1-Л)Ш	(7.24)
Если использовать неоднородную линию с волновым сопротивлением
Р(Х)	4- (1— А)х!А1}1
(7.25)
132
где /-—длина линии, х — текущая длина линии, отсчитываемая от коммутатора, то на сопротивлении Д?н получим прямоугольный импульс с амплитудой Неоднородные линии удобно изготовлять в полосковом варианте. При использовании в генераторе тока с амплитудой 1 кА, неоднородной полосковой симметричной линии с изменяющимся волновым сопротивлением от 2,8 до 4,1 Ом, был устранен подъем на вершине импульса, равный 15% [156].
7.5.	Импульсные генераторы с разрядниками в сжатом газе
Генераторы мощных наносекундных импульсов с использованием разрядников в сжатом газе получили самое широкое распространение. Одним из первых таких генераторов был разработан Флетчером [127]. Генератор имел в качестве коммутатора трехэлектродный искровой разрядник, который работал в атмосфере азота при давлении 42 атм. В качестве накопительного устройства использовался коаксиальный кабель. Фронт импульса корректировался с помощью емкости, включенной параллельно накопительной линии. При подборе оптимальной величины этой емкости (7.21) фронт импульса составлял 0,3 нс при амплитуде напряжения 20 кВ.
В работе [157] описан релаксационный генератор импульсов с накопительной емкостью, в котором амплитуда импульса была приблизительно равна зарядному напряжению, а медленный подъем на вершине компенсировался подразрядом накопительной емкости. Давление азота в двухэлектродпом разряднике составляло 10 атм. Длительность нмну.п |<ое тт.н> П|
। была равна 3 нс на нагрузке с ем-'po'ieiiiie длительности производилось замкнутого отрезка кабеля. Частота он менялась плавно от 1 до 50 Гц шины twin .ух .
<>л ।
Меныш а да
иолучен и а импульсов напряжения с амплитудой кпловолы и более для зарядки накопительного
К) пФ. У ЩИ кор ' ими |||| И(1К >рс (I ort| It,
м I
НПО
сонротни.।ci111я, через которое । емкость. 11 другом импульс-|родным ра (рядликом в сжа-1Сжутка происходит при влепим в разряднике.
сотни
।тройства целесообразно использовать импульсное напряжение. Это позволяет существенно сократить габа-
133
' -л-’ >' п-t * H- • .
* b >•
риты Зарядных устройств и упростить компановку элементов генератора. Для получения прямоугольных Г импульсов напряжением 150 кВ, током 5 кА и длительно- Г-стью 2* 10~8 с был разработан генератор [5] с коаксиаль-ной накопительной линией, заряжаемой от генератора g Маркса. Накопительная линия изготовлялась из коакси- д альных медных, труб, а в качестве изоляции пспользова- в лось трансформаторное масло.
|Было предложено [159, 160] использовать заряд накопительной емкости генератора наносекундных импульсов от импульсного генератора Маркса. При этом, если подобрать необходимую величину накопительной емкости, то можно добиться такой ситуации, когда фронт импульса будет формироваться накопительной емкостью, а вер- у шина—> разрядом емкостей генератора Маркса. Подроб- В ный анализ работы такой схемы и выбора оптимальной Й величины накопительной емкости дан в [161], а описание работы генераторов импульсов, изготовленных по такой схеме, приведено в работах [162—165]. Для получения наносекундных импульсов электронных пучков был разработан ряд генераторов импульсов с напряжением до 106 В и более. В абсолютном большинстве таких генераторов используется импульсный заряд емкостного нако
пителя.
В '[166] описан генератор импульсов с регулируемыми амплитудой 50—500 кВ, длительностью 10—40 нс и частотой следования импульсов 1—50 Гц, который исполь-
зовался для получения мощных коротких электронных пучков. В качестве источника зарядного напряжения в этом генераторе использован трансформатор с индуктивно связанными контурами (трансформатор Тесла). Длительность импульса регулировалась при помощи срезающего разрядника. Коммутирующий разрядник для уменьшения времени коммутации заполнялся азотом при давлении 15 атм.
В [167] дано описание генератора импульсов с напряжением до 2,5 МВ, в котором коаксиальная накопитель
ная линия заряжается от генератора постоянного напря-
жения и разряжается через разрядник в сжатом фреоне
смеси с
азотом и
/глекислым газом.
Изоляцией
накопительной линии также является эта смесь. В [168]
сообщается о разработке импульсного генератора с зарядом коаксиальной двойной накопительной линии от импульсного автотрансформатора с напряжением до
134
!()fl В. В качестве коммутатора используется разрядник । азоте с давлением 15 атм. Запуск разрядника осуществлялся от импульсного электронного пучка, инжектируемого в газ в момент достижения максимума напряжения на накопительной линии. Описание других высоковольтных наносекундных импульсных установок с напряжением до 106 В и более дано в [6], а установок с большим током и высоким напряжением — в гл. 11.
7.6.	Импульсные генераторы с умножением напряжения
Для получения импульсных напряжений с амплитудой !05—10б В и более часто используются генераторы с умножением напряжения. Устройство простейшего генератора Маркса следующее (рис. 7.10). Несколько конденсаторов (в общем случае п) Д емкостью С каждый соединяются параллельно и заряжаются от источника выпрямленного напряжения через сопротивление зарядные сопротивления Ro до напряжения Ui. Если замкнуть одновременно все разрядники Р, то конденсаторы С соединяются последовательно и на сопротивлений Rx образуется импульс напряжения с амплитудой, близкой
б
рис. 1.10. 11|.)Ннциииа/и.пая схема генератора Маркса (а) и схема замещении его разрядного контура (б).
к nU\, Сопротивления 7?о служат развязкой по импульсному напряжению и выбираются исходя из условия /?оС^>/и. В свою очередь, длительность импульса определяется величиной емкости в «ударе» С/п и сопротивлением 7?н. Сопротивления г необходимы для демпфирования колебаний на вершине импульса, а сопротивление /?Ф обычно включается для коррекции фронта импульса.
Обычно для инициирования разряда'в первом разряднике применяется дополнительный электрод или подсветка промежутка и катода ионизирующим излучением. Все остальные разрядники пробиваются последовательно в результате перенапряжения в разрядном промежутке. Существенно заметить, что пробой и поддержание горения разряда в разрядниках возможно при наличии паразитных емкостей. Паразитные емкости должны обеспечивать поддержание развития разряда до пробоя последнего разрядника на нагрузку. Вопросы расчета зарядных и разрядных схем и определения параметров импульсов при работе схемы Маркса в микросекундном диапазоне подробно проанализированы в [169].
Для увеличения напряжения на одной ступени схемы Маркса до 2Ui и соответственного увеличения амплитуды импульса на выходе до 2nUi используется схема генератора импульсных напряжений (ГИН) с двухсторонним зарядом. В этой схеме для заряда конденсаторов используются оба полупериода выпрямленного напряжения.
Схема замещения разрядного контура генератора при его работе в наносекундном диапазоне приведена на рис. 7.10,6. Здесь Съ~С]п — емкость в «ударе», ?70= ^nU — выходное напряжение генератора, где С и U — емкость и напряжение ступени ГИН, L — индуктивность разрядного контура, — сопротивление искровых промежутков, /?д = пг+(7?ф; К — ключ, соответствующий идеальному коммутатору.
В зависимости от конкретных условий (давления в разрядниках, размеров контура, рабочего напряжения, характера нагрузки) величиной того или иного элемента контура можно пренебречь. Будем считать, что искровые промежутки 1 в разрядниках пробиваются в условиях, близких к условиям статического режима. Тогда процесс в разрядном контуре можно анализировать, полагая, что сопротивление искры меняется по формуле Ромпе—Вай-целя. Анализ такого разрядного контура был уже про-135
веден выше (см. § 7.3). Если не учитывать собственную индуктивность L контура, сопротивление и емкость нагрузки Си, то напряжение на нагрузке описывается формулами (7.13), (7.14). Из формулы (7.13) для длительности импульса на полувысоте при 7?нСо/0^,2О можно получить
/и^2,20 + 1,37?РСо,	(7.26)
где b=Q,pd2laUz0. Если /?нСо/0»2О, то искра практически не будет влиять на /и.
Из формул (7.14) и (7.26) следует, что амплитуда и длительность импульса зависят не только от параметров 7?н и С разрядного контура, но и от величины 0, которая определяется свойствами газа, давлением и напряженностью электрического поля в газоразрядном промежутке. Чем меньше 0, тем больше амплитуда импульса и короче его длительность. При неизменном напряжении Uxpd величина О^/д1. Следовательно, чем больше давление газа, тем меньше 0. В воздухе при атмосферном давлении и d=l см величина 2 нс, т. е. длительность импульса согласно (7.26) даже при отсутствии индуктивности и сопротивления в контуре не может быть короче 4 нс. Следовательно, для получения импульсов с наносекундной длительностью необходимым условием является помещение разрядников в сжатый газ.
При высоком давлении газа величина 0 становится настолько малой, что разрядник можно считать идеальным ключом. Фронт импульса При этом будет определяться только паразитными параметрами разрядного контура L и С. Если пренебречь влиянием емкости Сн> то длительность фронта импульса между уровнями 0,1— 0,9 от амплитуды составит /ф = 2,2£//?н.
Слс 1ователыю, для получения фронта импульса порядка И) '' с необходимо, чтобы индуктивность разряд-ш ' '1п\ра /. не превышала 10 /?п. При 7?н=100 Ом И<' мимо иметь величину 1.	10 7 Г. Индуктивность
рп ।того контура L определяется, в основном габарита > генератора. Последние при заданной величине амплитуды импульса определяются электрической .прочие» и.ю среды, в которой находится генератор. Для увеличения электрической прочности среды необходимо весь генератор помещать в сжатый газ, так как в этом случае одновременно уменьшаются величина 0 и индуктивность L разрядного контура генератора.
137
Известно несколько разновидностей генераторов высоковольтных наносекундных импульсов напряжения, выполненных по схеме Маркса. Один из первых таких 0: генераторов с напряжением до 400 кВ был изготовлен Шерингом и Раске в 1938 г. Для уменьшения времени! коммутации разрядники помещались в камеру с угле-' кислым газом под давлением 13 атм. Генератор формировал импульсы напряжения с длительностью фронта 10“8 с. В другом варианте генератора [170] для уменьшения индуктивности разрядного контура в качестве накопительных устройств использовались коаксиальные линии. В таком генераторе с шестью коаксиальными линиями были получены прямоугольные импульсы с напряжением 80 кВ, длительностью 0,8 мкс и длительностью фронта 10“8 с. Описание упомянутых выше генераторов можно найти в обзоре (4].
В [171] для уменьшения времени срабатывания ГИН, в его разрядные промежутки были введены поджигающие электроды. Известно, что от интенсивности облучения катода ультрафиолетовыми лучами зависит стабильность работы разрядников. Для повышения стабильности срабатывания промежутков ГИН [172] было предложено шунтировать первый искровой промежуток емкостью, величина которой сравнима с емкостью одной из ступеней генератора. При этом интенсивная подсветка от мощной искры, образующейся в первом промежутке, значительно сокращает и стабилизирует пробой всех последующих промежутков.
В [173] описан генератор Маркса, в котором для получения импульсов длительностью 50 • 10-9 с, с напряжением 2 МВ использовалось 160 ступеней, причем емкости отдельной ступени имели малую собственную индуктивность. Для уменьшения габаритов и времени пробоя промежутков элементы генератора были помещены в сжатый газ.
В [174] разработана конструкция малогабаритного генератора высоковольтных наносекундных импульсов, в котором малая индуктивность разрядного контура обеспечивалась помещением всей конструкции в сжатый газ. Генератор применялся для питания искровой камеры и состоял из десяти каскадов, собранных по схеме Маркса. На выходе генератора был получен импульс длительностью ~5 нс и амплитудой 200 кВ. Задержка между приложением пускового импульса и нарастанием 138
выходного импульса составляла ~10 нс с разбросом по времени не более 1 нс.
В отличие от обычной схемы ГИН здесь были использованы емкости связи между отдельными каскадами генератора, которые позволили существенно ускорить процесс пробоя искровых промежутков.
Введение емкостей связи позволяет подать 100%-ное перенапряжение ко второму промежутку независимо от числа каскадов, если пробит первый промежуток. Для устранения статистических флуктуаций времени запаздывания пробоя промежутков использовался вспомога-
Рис. 7.11. Конструкция малогабаритного генератора
Маркса, рабо-
'ающего в наиосекундиом диапазоне времени.
тельный коронный разряд с острий, которые встраивались против разрядных промежутков и обеспечивали постоянное присутствие свободных электронов у катода. Вся конструкция вместе с разрядниками и зарядными сопротивлениями помещалась в азот под давлением 7 атм. Конструкция, аналогичная описанному генератору, приведена в работе [162]. Этот генератор использовался для работы с । ]>я мерных камер.
В |175| разработан генератор импульсов с напряжением до 100 кВ (рис. 7.11). Для стабилизации пробоя промежутки» использовался световод, образованный стенками камеры с отражающим покрытием 1. Конденсаторы из титаната бария 2 были вставлены в цилиндр из оргстекла 3 и закреплены нейлоновыми винтами 4. Стенки цилиндра имели сквозные прорези для пропускания ультрафиолетового излучения и для доступа к электродам. Заряд конденсаторов осуществлялся через со-
139
противления 5. Электроды 6 были изготовлены из полированных бронзовых полусфер, которые крепились к конденсаторам латунными стержнями с резьбой, для регулировки длины зазора. Вольфрамовый поджигающий электрод проходил через отверстие во фланце камеры так, что его конец находился на уровне внутренней
Рис. 7.12. Схема умножения импульсного напряжения с инверсией напряжения на емкостях.
поверхности фланца. Давление азота в камере было равно примерно 3 атм. На омической нагрузке фронт импульса равнялся 3 нс.
Кроме импульсных генераторов с умножением напряжения по схеме Маркса известны генераторы с использованием других методов умножения. Фитч и Го-велл [112] предложили импульсный генератор с использованием инверсии напряжения на накопительных емкостях. От источника напряжения Uo через сопротивления 7?3 и R заряжаются емкости С (рис. 7.12).
Если число ёмкостей четное, .го из-за разной полярности напряжения на соседних емкостях суммарное напряжение на них будет равно нулю. При одновременном замыкании ключей К в ЛС-контурах начнется колебательный процесс и через время л I/ LC произойдет перезарядка емкостей, вследствие чего напряжение на выходе составит nUQ (п — число емкостей). Если в этот момент времени замкнуть ключ Ki, то все напряжение wUq будет приложено к нагрузке /?н- Вся энергия, накопленная в емкостях будет
передана нагрузке в том случае, если время изменения напряжения на емкости в результате колебательного процесса в LC-контуре будет много больше постоянной времени разряда емкости C/п на сопротивление 7?н. Это условие запишется так:
Ян < nV LI С
140
Из анализа работы схемы следует, что все искровые разрядники в LC-контурах должны сработать в течение времени LC.
Описание других методов умножения импульсного напряжения можно найти в работе [6].
Глава 8
ГЕНЕРАТОРЫ МОЩНЫХ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ С ИНДУКТИВНЫМ НАКОПИТЕЛЕМ ЭНЕРГИИ
8.1.	Введение
Ранее были рассмотрены методы формирования мощных наносекундных высоковольтных импульсов с емкостными накопителями энергии. Однако емкостные накопители при энергии 105 Дж и выше весьма громоздки. Уже давно предпринимались попытки использовать индуктивный накопитель, в котором можно обеспечивать плотность энергии в —- 103 раз выше, чем в емкостных [120]. Но при использовании индуктивного накопителя необходимо быстро разрывать его цепь при большом токе. Устройства, надежно обеспечивающие быстрый разрыв сильноточной цепи, пока не разработаны.
Рис. 8.1. Разрядный контур, применяемый для взрыва проводников: С — накопительный конденсатор; К — коммутатор; I- — суммарная индуктивность элементов контура; ВП — взрываемый проводник; R1 - -шунт; R2 — делитель напряжения.
Эксперименты по использованию в качестве прерывателя электрически взрываемых проводников показали, что при обрыве сравнительно слаботочных цепей уже сейчас можно разрабатывать импульсные генераторы с индуктивным накопителем, которые иногда имеют Преимущества перед генераторами с емкостными накопителями.
Известно, что если через тонкий металлический проводник пропустить импульс тока большой величины (плотность тока достигает 105—109 А/см2), получаемый обычно при разряде емкости (рис. 8.1),
141
то произойдет электрический взрыв проводника (ЭВП) [88]. При этом из-за инерции жидкого металла он перегревается по всему объему или в некоторых местах объема и испаряется с интенсивностью взрыва. При испарении металлическая проводимость проводника быстро падает, что приводит к отключению тока в разрядной цепи и появлению на индуктивности контура L импульса напряжения
UL^L(dildt)^	(8.1)
где i — ток в контуре.
Если напряжение UL не приводит к пробою промежутка, в котором расположен взрывающийся проводник, наступает пауза тока (ПТ). С расширением паров металла давление в канале падает и, когда оставшееся на емкости напряжение станет равным пробивному напряжению в парах металла, происходит дуговой разряд (рис. 8.2). Если возникающее на индуктивности контура при отключении тока
Рис. 8.2. Осциллограммы напряжения на ВП и тока в контуре при взрыве с паузой тока:
1 — импульс тока через взрываемый проводник; 2 — пауза тока; 3 — дуговая стадия разряда по парам проводника; 4 — импу-льс напряжения, возникающий при отключении тока; 5 -- напряжение на С в течение паузы тока. Период градуированных колебаний 87 нс.
напряжение выше пробивного, сопротивление проводника шунтируется разрядом еще до окончания его взрыва. При постоянных параметрах разрядного контура и проводника увеличение длины проводника приводит к росту длительности ПТ, а уменьшение — к шунтированию проводника дуговым разрядом. Длину проводника, обеспечивающую полное отключение тока при длительности ПТ, равной нулю, называют критической длиной /кр.
При использовании ЭВП для отключения тока необходимо подобрать материал, форму, размеры проводника, а также параметры разрядного контура таким образом, чтобы получить на нагрузке импульс с заданными параметрами. Хотя механизм ЭВП во многом еще не определен и отсутствует математическая модель для расчета 142
необходимых характеристик, имеющиеся экспериментальные данные позволяют выбрать материал, сечение и форму проводника, а также оценить его длину для получения на нагрузке импульса тока с заданной амплитудой.
8.2.	Выбор проводников для обрыва цепей
Прежде всего ограничим круг пригодных металлов по их температуре кипения ?',t и работе выхода электронов. Ряд исследователей считают {176—178], что если Тк металла достаточно высока,.то еще до взрыва по поверхности проводника из-за термоэмиссии развивается шунтирующий разряд и разрыва цепи не происходит. Экспериментально показано, что в нормальных условиях взрыв с последующей паузой тока не удается получить на вольфраме [176], молибдене [177], тантале и цирконии [178].
Чтобы иметь высокую эффективность передачи энергии от первичного накопителя в индуктивный (в дальнейшем L — накопитель), очевидно, следует брать материалы с малым удельным сопротивлением р.
Для передачи энергии от L — накопителя к нагрузке необходимо нагреть взрываемый проводник до Тк и испарить его. Так как энергия, затраченная на нагрев и испарение ВП, снижает эффективность всей системы, желательно иметь материал с малой удельной теплотой испарения. Если учесть, что температурный коэффициент сопротивления материалов с высокой проводимостью примерно одинаков, то произведение удельного сопротивления на энергию сублимации можно принять в качестве оценочного критерия пригодности материала для отключения [177].
Таблица 8.1
Металл	р • 107Ом • м	«. 104г-1	дас*10"эДжх Хм-з	р-а)0Ом-ДжХ Хм"3
Серебро	0,166	40	27,6	457
Золото	0,24	40	19,5	470
Алюминий	0,32	38	23	736
Цинк	0,61	37	12,5	762
Медь	0,178	42	47,5	845
Олово	1,13	45	10,2	1150
Свинец	2,08	43	11,2	2330
Платина	1,10	38	58,5	6440
Примечание, р — удельное со противление при 18 °C; а — средний температурный коэффициеит^сотрттивления в области 10—100 °C;	— удельная теплота
сублимации.
В табл. 8.1 приведены характеристики металлов, имеющих наиболее низкие значения произведения р и юс. Из таблицы видно, что наиболее подходящие характеристики имеют Ag, Au, Al, Zn и Си. Так как золото слишком дорого и его характеристики хуже, чем у серебра, то остается четыре металла, которые следовало бы проверить экспериментально. Заметим, что, используя более сложные методы сравнения, авторы работ [181—183] пришли к выводу, что
143
перечислёииыё выше металлы, кромё цшжй, должны иметь лучшие отключающие характеристики.
Экспериментальное исследование взрыва Ag-, Си-, Al-проволочек [179] показало, что лучшие отключающие характеристики имеет серебро, затем следуют медь и алюминий. Так, при одинаковых экспериментальных условиях у Ag и Cu-проволочек амплитуда отключаемого тока /макс оказывается примерно одинаковой, а у Al-проволбчек в ~ 1,3 раза меньше. Кроме того, промежуток с алюминиевой проволочкой имеет меньшую электрическую прочность, чем промежуток с медной или серебряной проволочкой. Это приводит к тому, что сопротивление Al-проволочки при взрыве шунтируется дуговым разрядом быстрее, поэтому амплитуда импульса напряжения оказывается меньше, чем при взрыве медных и серебряных проволочек.
Серебряные проволочки по сравнению с медными, вследствие меньшей удельной теплоты испарения при одинаковой электрической прочности промежутка с ВП, обеспечивают получение импульса с более высокой амплитудой и большей длительностью. Но, серебро значительно дороже меди, поэтому для практических целей целесообразно применять медные проводники.
Перейдем к выбору формы и размеров взрываемых. проводников. Если к моменту начала взрыва в проводниках равного сечения при различной геометрической форме сечения величины плотности энергии равны, то начальные скорости движения волны испарения в проводниках будут также равны [184]. В этом случае можно показать, что форма сечения влияет на скорость отключения тока.
Для оценочных расчетов примем, что скорость движения волны испарения v постоянна и составляет 200—400 м/с [184]. Если взять три различных проводника в виде фольги, цилиндрической проволочки и нескольких параллельно включенных цилиндрических проволочек, диаметр которых d .равен толщине фольги А, и принять сечение всех трех проводников одинаковым, то изменение сечения во времени будет выражаться соответственно
5Ф (/) = (A—2vt) (b~2vt),	(8.2)
Si(/) =л(Г1—о/)2,	(8.3)
(/)	vt)2,	(8.4)
где b — ширина фольги; ц — радиус одной проволочки с сечением равным сечению фольги; гп — радиус одной из параллельных проволочек, общее сечение которых равно сечению фольги, т. е. изменение формы сечения приводит к изменению скорости уменьшения сечения взрываемого проводника. Действительно, к моменту начала взрыва удельные сопротивления р проводников будут равными и сопротивление проводников определится из соотношения
(8.5)
Тогда скорость роста сопротивления проводников в момент начала взрыва будет равна:
для фольги
^^(p//S0)(2o/A);	(8.6)
для круглого проводника
dR/dt =	(20/п/ИЙ);	(8.7)
144
ДЛЯ п круглых проводников
dR/di = (p//S0)(2v nr.l l-/ b±').	(8.8)
Если учесть, что b^J\, то из приведенных соотношений получим, что наиболее быстро сопротивление возрастает при использовании тонких параллельно включенных проволочек. Экспериментальная проверка полученных выше выводов показала, что в равных условиях взрыв параллельных. проволочек позволяет получить импульс напряжения (рис. 8.3) с амплитудой, в 3 раза большей, и временем нарастания в 5,5 раз меньшем, чем при взрыве фольги. Таким образом, для быстрого отключения тока целесообразно брать тонкие проволочки и включать их параллельно.
Рис. 8.3. Осциллограммы тока (а, в) и напряжения (б, г) на L при взрыве 47 параллельно включенных проволочек d=0,051 мм (а, б) и фольги Z>XA = 2,23X0,043 мм (в, г):
Начальные параметры Uo, С, L, I фольги и проволочек равны. Масштабы времени, тока и напряжения одинаковы для осциллограмм тока и напряжения.
При разработке генераторов с ВП обычно требуется по известным и0 и С определить индуктивность разрядного контура и параметры проводника, которые обеспечили бы получение требуемых амплитуды тока и времени до взрыва. Попытки сделать достаточно простой и точный расчет разрядного контура с ВП пока не дали положительных результатов. С помощью теории подобия и имеющихся экспериментальных результатов в [186] зависимость характеристик взрывающегося проводника от С70, С, L, I сечения S и материала удалось свести к зависимости от двух переменных и . получить простые эмпирические формулы.
Ток в LC-контуре с взрывающимся проводником (рис. 8.1) подчиняется уравнению
t
т di	1 Г .
L> 4" “Ь q у — ^0, Т(0)= 0,	(8.9)
о
где R — сопротивление ВП. Активным сопротивлением контура можно пренебречь, так как оно обычно значительно меньше сопротивле-10—343	145
ЙЙЙ нагретого ЁГ1 й волнового сопроТййлёйЙЯ кбйтура 2^- V L/C. Экспериментально установлено [177], что до начала испарения удельное сопротивление р проводника зависит только от введенной энергии. В работе [88] показано, что в этом случае р йожно выразить как функцию «удельного действия»
t
h(t)='\^dt,	(8.10)
О
где j — плотность тока в проводнике. Следовательно, R в уравнении (8.9) можно представить в виде

(8.11)
где f — безразмерная функция, А* — константа материала ВП с размерностью удельного действия, р0 — начальное удельное сопротивление ВП.
Производя замену переменных
систему (8.9)
(8,1.1) можно
представить
в виде
гп
ydz = 1
у (0) = 0,
ZS2A*
(8.12)
(8.13)
(8.14)
(8.15)
У —- f'Z/ 77 0,
т

т
о
У Ь)
о
В систему (8.13) — (8.15) входят два безразмерных параметра
tn^^llZS и П — CU^tZS^h*,
(8.16)
которые для проводников из одного материала при определении функции f(A) являются критериями подобия, т. е. два взрыва с равными ш0 и П будут описываться одной кривой у (т).
По имеющимся экспериментальным данным [186] исследованы безразмерные зависимости: амплитуды тока г/Макс = ^манс2/ё/о, времени Тмакс^/макс/V LC, сопротивления Проводника Шмакс — 7?макс/^ и введенной энергии еМакс= ^макс/^о, где Wq=CUq2I2— запасенная в емкости С энергия. Так как А* неизвестно, то вместо П была взята размерная переменная
 P = r0/ZS2 [АК/мм4].	(8.17)
Оказалось, что все упомянутые характеристики можно описать функциями
х = Я(10-6Р/иУ3)а,	(8.18)
где х — искомая безразмерная характеристика (ток, время, энергия или сопротивление), А и а — числовые коэффициенты.
146
Для медных проводников значения А, а и диапазон изменения аргумента P/Ио*/3, для которых экспериментально проверено соотношение (8.18), даны в табл. 8.2. Выражение (8.18) дает погрешность не выше ±15% для умакс, Тмакс и ffiMaKC и не выше ±30% для 8 м а к с •
Таблица 8.2
Искомая безразмерная величина	А	а	Пределы изменения n V3 а эту мента Ршд	
			ми имальные	| максимальные
Умане	0,36	—0,25	0,03-10°	10’
тмакс	0,53	—0,31	0,03-10°	10’
^2маке	2,65	0,34	0,06-10°	10’
£макс	0,084	—0,48	0,06-10°	10’
Таким образом, пользуясь полученными в [186] соотношениями, можно достаточно надежно определить параметры проводника к моменту начала взрыва.
Например, требуется определить амплитуду тока через взрываемый проводник и время достижения амплитуды тока при выбранных Uo = 7 кВ, С = 1,5 мкФ, L=0,5 мкГ, d=0,l мм, 1=40 мм. Из табл. 8.2 находим для тока А =0,36 и га=—0,25, для времени Л = 0,53 и а = — —0,31. Расчетные формулы имеют вид
Л,аке = 0,36 (Рт,1/3-10-»)-»,2°,
тМ8ко = .0,53(Р/п’/3-10-«)-М1.
Определяем критерии подобия:
1,5-72-42
Р = уог = —7=------------------= 1,04-10° А2Кл/мм4
ZS2 2 К0,5/1,5-п2 (0,1)4
__=	1,7-10~ 5-40-4	_ 2 sVl/C п (0,1)2 Ко,5/1,5	” ’ 
Аргумент функции Рто%3 = 0,55-10е АКл/мм4 находится в области, где справедливо уравнение (8.16), тогда
1/макс =0,36(10-° • 0,55  10°) -°’25=0,42,
Тмакс =0,53(10-°  0,55- 10°)-»-31=0,63
или
/мвко =	1/маке = 7•103 • 0,42/0,575 = 5100А,
= Чаие = 10 ~ ° /оХ%5 0,63 = 0,546- 10-°C.
Однако полученные в [186] соотношения не позволяют сделать вывод, произойдет ли отключение тока при взрыве или сопротивление проводника будет шунтировано дуговым разрядом.
10*	147
Полученные результаты [187] показывают, что стадия взрыва проводника описывается тремя критериями подобия. Два из них, (8.14), обсуждались ранее, а третий имеет вид
v= VLC/d.
(8.19)
Экспериментальные результаты показали, что зависимость критической длины проводника от начальных условий выражается функцией ( cwl у*36
/кР = 1,35-Юз	(Z./C)1'2 ( 10-’ I ,	(8.20)
где входящие величины имеют размерность: 1Кр '— мм, п — шт, d — мм, L — мкГ, С — мкФ, Uо — кВ.
Зависимость (8.20) определяет критическую длину ВП с погрешностью ±18% в широкой области изменения начальных условий.
Таким образом, полученные соотношения позволяют полностью определить параметры контура и ВП для отключения тока заданной величины. Неизвестной остается пока зависимость времени отключения тока от начальных условий.
8.3.	Работа индуктивного накопителя на нагрузку
1.	Индуктивная нагрузка
Первые эксперименты [181] с индуктивным накопителем в сочетании с ВП проводились для получения высоких скоростей нарастания тока в соленоиде, поле которого использовалось для сжатия плазмы. Трехкратным переключением (рис. 8.4,а) удалось увеличить difdt с 3-105 до 8-Ю5 А/с. В этом же направлении проводились эксперименты в работах [182, 183, 188], результаты которых представлены в табл. 8.3, при этом переключение осуществлялось по схеме на рис. 8.4,6. Из таблицы видно, что применение ВП позволяет получать от контура с относительно большой индуктивностью и ма
Рис. 8.4. Схемы переключения индуктивного накопителя на нагрузку: — дополнительно включенная индуктивность; L — индуктивность катушки накопителя; К — коммутаторы; С9 — емкость первичного накопителя.
148
лым зарядным напряжением скорость нарастания тока, которая при прямом разряде емкости Со на £н потребовала бы напряжения примерно в 400 раз большего.
Таблица 8.3
Результаты переключения индуктивного накопителя на индуктивную нагрузку по данным различных работ
и0, кВ	С, мкФ	L, мкГ	гн, нГ	(A’/d/). 10-18, А/с	макс	Литература
20	64	0,1	1	1,5	400	[186]
40	63	0,036	27	0,15	650	[182]
20	300	0,040	40	2	220	[183]
Расчет контура по законам сохранения энергии и магнитного потока показывает, что к моменту окончания переключения запасенная в индуктивности контура L энергия Ц70 распределится следующим образом.
В индуктивности контура останется энергия
W'k = WzoL2/(L+Lh)2,	(8.21)
во взрываемом проводнике выделится энергия
rBn = UZoLH7(A+TH)2 + /-Bn‘’o2/2,	(8.22)
где io — ток в индуктивности контура и индуктивности взрываемого проводника LBn перед переключением, а в нагрузку будет передана энергия
Wa = W0LHL/(L+LBy.	(8.23)
Коэффициент полезного действия г] достигает максимума т) = =0,25£/(Лн+ iBn) ПРИ L — Ltj. При постоянном сопротивлении взрываемого проводника в течение переключения постоянная времени роста тока в нагрузке равна
т= (^вп/^вп) “Ь	•	(8.24)
Из (8.24) видно, что при относительно малой индуктивности цепи нагрузки время переключения определяется, в основном, индуктивностью ВП и величиной его сопротивления.
2. Емкостная нагрузка
Известно, что импульсный заряд емкости позволяет увеличить рабочие напряженности поля в диэлектрике, а также использовать диэлектрики с высокой удельной проводимостью, например воду, у которой е=80.
Емкостная нагрузка может быть подключена к L-накопителю как непосредственно, так и через разделительный разрядник (рис. 8.4,8, г). Разрядник необходим, когда емкость нагрузки Св велика и ее непосредственное подключение не позволит получить ма-
149
лое время отключения, так как ВП будет шунтирован малым емкостным сопротивлением. Разрядник необходим также при использовании в конденсаторе Сн диэлектрика с высокой проводимостью. Емкость нагрузки влияет , в основном на характеристики отключения. Время заряда емкости нагрузки Сн определяется как величиной (LCn)^2 (рис. 8.4,в), так и временем отключения тока взрывающимся проводником.
В зависимости от соотношения времени отключения и времени четверти периода Т колебаний в контуре LC^, образующемся после взрыва проводника, а также от соотношения- сопротивления взрывающего проводника	и волнового сопротивлени (Д/Сн)V2
(рис. 8.4,в), время до максимума напряжения па Сн может быть как больше, так и меньше Т/4. В [180] показано, что наибольшая амплитуда напряжения на Сн достигается, когда время отключения равно Г/4. При десятикратном увеличении напряжения на нагрузке по сравнению с зарядным к. п. д, равен 35% (Со = О,48 мкФ, — 30 кВ, Сн^ ЗООО пФ, L7H = 280 кВ, %—350 нс).
Возможность получения значительного увеличения напряжения на относительно больших емкостях нагрузки позволяет использовать этот метод для испытания объектов с большой собственной емкостью [184]. Применяя каскадные, схемы взрывания [190] для заряда емкости, видимо, можно повысить эффективность передачи энергии при сохранении высоки?; кратностей увеличения напряжения.
3.	Активная нагрузка
Первые эксперименты по получению высоковольтных импульсов при помощи ВП на активной нагрузке были поставлены Киндом с сотрудниками [189]. От ГИНа с емкостью С—0,1 мкФ, Uq = 560 кВ и индуктивностью 275 мкГ в нагрузке 88 Ом ими при взрыве проводника был получен импульс тока с амплитудой 6,7 кА и фронтом 0,2 мкс при к. п. д. 40%.' Этот же ГИН с собственной индуктивностью 31 мкГ, работая без ВП, позволяет получить на той же нагрузке импульс тока с амплитудой 2,7 кА и фронтом 2 мкс.
Для уменьшения габаритов' устройств желательно накапливать энергию при более низких потенциалах, чем в рассмотренных выше экспериментах, а при переключении на нагрузку одновременно увеличивать напряжение.
Для схемы (рис. 8.4,6) скорость нарастания тока в нагрузке в момент начала переключения составляет

di
г"о^вп (°) z:—-------------------—;f
#=о	+ ^ВП 4“
(8.25)
где (0) — сопротивление взрываемого проводника, % — ток в контуре 1 в момент t = 0, LH — индуктивность цепи нагрузки,
—индуктивность ВП, L — индуктивность контура 1 без ВП.
Из (8.25) видно, что скорость нарастания тока определяется, главным образом, индуктивностью ВП и его сопротивлением в процессе переключения.
Проведенные исследования показали, что нарастает достаточно быстро и это позволяет получать относительно малые времена нарастания тока в нагрузке. Так, при 'По ==40 кВ, L~4,4 мкГ, 150
Авп =0,3 мкГ, С=2,6 мкФ на Яп=35 Ом получен импульс тОКД с амплитудой 8,7 кА и фронтом 40 нс.
Для получения меньшего времени переключения необходимо найти способы уменьшения индуктивности ВП. Это можно осуществить, например, при уменьшении критической длины проводника.
Переключение индуктивного накопителя на нагрузку с помощью взрывающегося проводника особенно перспективно при использовании взрывомагнитных генераторов [191]. Результаты исследований в [192] показывают целесообразность работы в этом направлении. Переключая взрывомагнитный генератор с помощью взрыва проводника на индуктивнуюн агрузку, был получен тока мплитудой 5 МА при времени нарастания 2 мкс и амплитуде напряжения ~ 100 кВ.
Глава 9
ГЕНЕРИРОВАНИЕ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ В СХЕМАХ С ФЕРРИТОВЫМИ ЭЛЕМЕНТАМИ
9.1.	Введение
Применение в импульсных схемах бесконтактных активных элементов является весьма перспективным благодаря их высокой надежности и относительной простоте конструкции. Методы формирования и преобразования импульсов с помощью нелинейных элементов были первоначально предложены и разработаны для схем ми-кросекундного диапазона [193]. Для формирования импульсов на-носекундиой длительности- некоторые из этих методов могут использоваться практически без принципиальных изменений (схемы с нелинейной индуктивностью). Наряду с этим в наносекундной технике предложены принципиально новые методы формирования — линии, в которых образуются ударные электромагнитные волны.
В схемах ианосекундного диапазона нелинейные элементы используются, главным образом, не как коммутаторы, а как элементы, формирующие волны с крутыми перепадами из сформированных генератором исходных импульсов волн с относительно медленно нарастающим фронтом. По существу это обострители со свойствами, определяемыми параметрами используемого в них нелинейного материала, как правило, феррита. В связи с большими скоростями переходных процессов в наносекундных схемах при расчете последних необходим более строгий, чем в микросекундных, учет вязкостных эффектов при перемагничивании ферритов. Поэтому, прежде чем переходить к описанию схем и методов их расчета, остановимся на свойствах ферромагнетиков в импульсных магнитных полях.
9.2.	Свойства ферритов в импульсных магнитных полях
Тело, помещенное в магнитное поле, приобретает магнитный момент, величина которого зависит от размеров тела и свойств вещества, из которого оно состоит. Если магнитный поток внутри тела
151
бДйородёй, то Магнитный момейт тела Л!т выражается формулой
=	(9.1)
где V — объем тела в м3; Л4 — намагниченность (магнитный момент единицы объема вещества), А/м. Существенной величиной, определяющей магнитное состояние тела, является магнитная индукция В, которая измеряется в теслах (1 Тл=10* Гс) и для кольцевого сердечника записывается в виде
B = g0(^+/Z),	(9.2)
где Я —напряженность магнитного по^я, А/м (1 А/м = 1,25• 10~2 э); Щ)~4л>10-7 Г/ммагнитная проницаемость вакуума. Отличительной чертой ферромагнетиков является магнитный гистерезис, т. е. зависимость намагниченности и индукции от ранее действовавших полей. По петле гистерезиса индукции (рис. 9.1) могут быть опреде-
вк
Рис. 9.1. Петля гистерезиса ферромагнитного материала.
лены остаточная индукция Вг, индукций насыщения Bs, коэрцитивная сила Нс и напряженность поля насыщения Hs. Намагниченность насыщения АД и остаточная намагниченность А4Г связаны с Bs и Вг соотношением (9.2). Однако, как правило, HS<^MS и согласно (9.2) В $ [TgAlg.
Для использования ферромагнитных материалов в импульсных схемах необходимо знать законы, описывающие процессы импульсного перемагничивания ферритов, т. е. знание так называемых динамических характеристик ферритов. Важной характеристикой динамических свойств ферромагнетиков является время перемагничивания сердечника, под которым понимают время, необходимое для изменения магнитного состояния от —Вг до +ВГ, и которое определяется скоростью изменения намагниченности сердечника. Простейший эксперимент по изучению скорости перемагничивания состоит в приложении к ферромагнетику двух импульсов магнитного поля. Один из этих импульсов должен быть достаточна большим, чтобы получить исходное состояние остаточного насыщения, второй — должен допускать изменение амплитуды. За время действия второго импульса наблюдается изменение намагниченности, причем предполагается, что время, соответствующее фронту перемагничивающего импульса, много меньше времени перемагничивания тщ При этих условиях, если сердечник переключается из одного стабильного состояния в другое 152
и если переключающее поле НЯ>НС, то время тп обратно пропорционально полю
^ = (НЯ-Нс)8т,	(9.3)
где Sw — коэффициент переключения. В области небольших полей и времен перемагничивания порядка 10-6 с зависимость (9.3) объясняется процессами смещения границ между доменами [195]. Однако указанная модель справедлива лишь до времен перемагничивания порядка 10 6 с. При дальнейшем увеличении действующего поля скорость перемагничивания увеличивается и теория смещения границ уже не объясняет имеющихся экспериментальных фактов, в связи с чем Джоржи была развита теория перемагничивания некогерентным вращением вектора намагниченности [194]. Согласно модели некогерентного вращения предполагается, что вектор намагниченности вращается одновременно во всем образце, но с разным направлением вращения таким образом, что намагничивающими полями, возникающими на поверхности образца, можно пренебречь. В качестве уравнения движения вектора намагниченности в модели некогерентного вращения использовано уравнение Ландау — Лифшица с диссипативным членом в гильбертовской форме. Если допустить, что тороидальный сердечник эквивалентен бесконечному цилиндру, расположенному вдоль оси z, и что магнитное поле /7Л приложено вдоль оси —z, то согласно уравнению Ландау — Лифшица
* ДЛ42/Л = [уаМ5//д/(1+аД](1-Л42/Л12),	(9.4)
где а — коэффициент диссипации, зависящий от физических свойств феррита, у=2,2-105 м/Ас — гиромагнитное отношение для электрона. Совпадение данных, полученных при расчете времени перемагничивания по уравнению (9.4), и данных, полученных экспериментально, зависит от соответствующего выбора величины коэффициента а. В выражение (9.4). входит величина а'—сДИ-а2)-1, которая слабо зависит от а, например, при изменении а от 0,5 до 1 а' изменяется от 0,4 до 0,5. Таким образом, для решения практических задач важен правильный выбор лишь приближенной величины «. Как правило, при расчетах в области средних (103—106 А/м) перемагничивающих полей принимают а=0,4ч-1, что дает удовлетворительное совпадение с экспериментальными данными по скоростям перемагничивания в этих полях.
При дальнейшем увеличении амплитуды перемагничивающего поля время перемагничивания продолжает уменьшаться. Однако вследствие влияния конечных размеров отдельных кристаллов феррита и возникающих вокруг них размагничивающих полей [198] невозможно получить время перемагничивания, меньшее 1 нс. В соответствии с этим уменьшается величина коэффициента диссипации в выражении (9.4). Определение а в области больших (Яд> >106 А/м) перемагничивающих полей проводились как по обычной методике испытаний ферритов [196], так и измерением параметров электромагнитных волн, возбуждаемых в испытуемом феррите [197, 196]. Полученное при этом значение коэффициента а колеблется от 0,05 для феррита 2ВТ до 0,112 для НЦ-1000. В табл. 9.1 наряду с основными параметрами наиболее распространенных ферритов приведены величины коэффициента а для 77д> 106 А/м. При /7Д< <109 А/м целесообразно принимать а=0,5. Следует указать, что
153
в области больших полей ферриты с прямоугольной и пологой петлей гистерезиса (ППГ) теряк7т существенные различия в форме петли гистерезиса и в скоростй перемагничивания. Таким образом, оба указанных типа ферритов могут с успехом использоваться в условиях нанооекундного диапазона. Данные, приведенные в табл. 9.1, заимствованы глав^ым образом из [197].
Таблица 9.1
Марка феррита	Н , А/м С	в, т Г 1		а(при Н> 10е, А/м)	р, Ом-м /	Н , кА/м
1000НН	30	0,08	(),3	0,1	2	7,5
600НН	35	0,15	0 , 35	0,11	100	12,5
1 оонн	50	0,2	0,46	0,08	10?	15
юоонм	28	о,н	0,37	0,1				1
0,16ВТ	15	0,2	0,3	0,06	500	7
0.7ВТ	55	0,22	0.35	—	2С0	10
2ВТ	160	0,18	0,3		5-104	-
ЗВТ	240	0,2	0.3	0,1	—.		12
4ВТ	320	0,16	0.25 ,		0,75	5 • Ю5	12
Приме ч а и и е. Для всех ферРитов диэлектрическа i проницаемость 7 [197, 200].
9.3.	Ударные электромагнитные волны
Линии с ударными электрОмагни-ТНЬ1МИ волнами целесообразно использовать при получении MoWHbIX импульсов наносекундной длительности при большой частоте их повторения — до нескольких десятков килогерц. При этом в качестве генератора исходных импульсов можно использовать тиратронный генератор либо генератор на тиристорах. Впервые преобразование волн с помощью нелинейных линий было предложено Г. Катаевым в 1958 г. [7]. Впоследствии большой вклад в разработкУ и исследование методов преобразования импульсов с поморю ударных электромагнитных волн был сделан в работах [201—209]'
В данном параграфе опись!ваются только формирующие линии с ферритом, так как они иашлИ наибольшее распространение в технике генерирования мощных на1ЮсекУИДИЬ1Х импульсов.
Ударные электромагнитные волны образуются в, линиях ^переда чи, содержащих феррит, при ра^пРостРанении по ней плоской волны с амплитудой магнитного поля ^д> большей поля насыщения материала феррита и при скорости изменения магнитного поля Ю10— 10й А-с^-м"1 [201____203]. При меньших скоростях изменения маг-
нитного поля в нелинейных линйях иоредачи образуются так называемые «простые» волны, характеризующиеся плавным изменением электромагнитных полей волны [202]. В технике формирования мощ-154
(гых наносекундных импульсов амплитуда и скорость изменения магнитного поля достаточны для образования ударных волн, механизм возникновения которых и будет рассмотрен в данном параграфе.
Физическую картину образования волн наиболее просто пояснить графически. При падении волны с пологим фронтом (рис. 9.2,а) на линию с ферритом в связи с потерями энергии гга перемагничивание феррита происходит диссипация энергии на фронте волны. В резуль-
Рис. 9.2. Формирование импульса с крутым фронтом:
Со и Л,— скорость и ток падающей волны; — скорость ударной волны; — длительность фронта исходного импульса; I— длина ударной линии.
тате в самом начале распространения волны по линии в основании ее фронта возникает крутой участок — ударный фронт. Если (рис. 9.2,6) длительность фронта, на котором происходит перемагничивание, мала по сравнению с длительностью исходного фронта
импульса, то этот участок можно рассматривать как «разрыв», перед
которым ток равен нулю, а за ним феррит уже полностью насыщен.
Участок профиля исходной волны, расположенный перед ударным
фронтом, потерян, причем одна часть его энергии уходит на перемагничивание, а другая- отражается от области разрыва. При даль-
нейшем распространении волны амплитуда ударного фронта возрас-
тает (рис. 9.2,в), пока на некотором расстоянии от начала линии с ферритом она не становится максимальной. На этом процесс развития «разрыва» заканчивается, и фор-
ма фронта волны при дальнейшем распространении ее по нединейнрй линии остается неизменной. Такая волна называется стационарной ударной волной.
После образован-ця стационарной ударной волны для перемагничивания феррита, лежащего перед ее фронтом, расходуется энергия плоской части волны. Ток ударной волны есть разность величин падающей и отраженной волн. Когда фронт преобразованной таким об-
15о
разом волны переходит из линий с ферритом в линейную линию, отражение от фронта прекращается, поскольку перемагничивания феррита на фронте нет. При определенных условиях падающая волна с крутым фронтом полностью (не считая ликвидированного переднего участка) проходит в линейную линию, а отраженная поглощается генератором исходного импульса.
Теория ударных электромагнитных волн подробно освещена в работе [7]. Далее мы остановимся лишь на некоторых выводах из этой теории, необходимых для практических расчетов.
Для описания процессов в линиях передачи с нелинейными параметрами авторы работы [204] воспользовались телеграфными уравнениями для однородной линии в сочетании с уравнением (9.4) для учета диссипативных свойств феррита. Ими была найдена величина длительности фронта стационарной ударной волны в линии передачи с ферритом:
/ф2=ф(т<>) (1 + а2)/(2ауНд),	(9.5)
где Шо^Мн/Ms, Мя — начальная намагниченность феррита. График функции f(mo) приведен на рис. 9.3. При анализе распространения стационарной волны вдоль линии можно ввести понятия эффективной магнитной проницаемости феррита для ударного фронта
Иу = I+ П (1 +nio) Msjply	(9.6)
и сопротивления линии ударной стационарной волне
Zy — Пу//у = Рп KlJ-y,	(9-7)
где рл = (Ло/Со)f/2; Lo и Са — погонные индуктивность и емкость линии, q — коэффициент заполнения, зависящий от геометрии поперечного сечения линии и феррита; р — коэффициент, зависящий от конфигурации линии передачи.
Полученное для линии с распределенными параметрами выражение (9.6) справедливо для линии с сосредоточенными параметрами лишь в том случае, если можно пренебречь дисперсией, связанной с дискретностью параметров линии,
Г =	(9.8)
По данным [197] в реальных нелинейных линиях с сосредоточенными параметрами длительность фронта стационарной ударной волны совпадает с постоянной времени ячейки для ударной волны
/фа	Н-Н.УЦС0.	(9.9)
Л. А. Островский [203] нашел расстояние /опт, при котором амплитуда разрыва достигает максимального значения, т. е. то расстояние, которое должна пройти волна по нелинейной линии до момента образования стационарной ударной волны. Для коаксиальной линии с ферритом /опт определяется по формуле
/опт= (/ф1/Г)[р//т]А1»(1—Это)].	(9.10)
Для линии с сосредоточенными параметрами оптимальным является количество ячеек в линии:
«опт= (/ф1/7)[р//1]М8(1— /и0)].	(9.11)
156
Любой генератор мощных паносекупдйых импульсов па линиях с ферритом представляет собой волновую систему, одна часть которой выполнена в виде однородных отрезков линий с ферритом, другая — в виде линейных линий передачи. При этом необходимо согласование элементов системы для обеспечения максимальной передачи мощности в нагрузку и получения импульсов заданной формы. В том случае, если линия имеет согласованную нагрузку, условием формирования импульсов правильной формы и полной передачи мощности в нагрузку является равенство выходного сопротивления линии, с ферритом рл при полном насыщении феррита и неизменном направлении вектора намагниченности сопротивлению нагрузки [207]::
= Рл =	(9.12))
Если исходный импульс поступает в линию с ферритом через линейную линию с волновым сопротивлением pi, то для полной передачи мощности необходимо согласование сопротивления р{ и сопротивления нелинейной линии ударной волне:
Кр-У //.„/Со ='?!	(9.13)
Очевидно, что длина линии с ферритом должна быть такова, чтобы после прохождения по ней фронт исходного импульса ликвидировался полностью, а длительность вершины не менялась. При этом для передачи видеоимпульса без искажений (за исключением переднего фронта) необходимо выполнение следующего условия для длительности вершины исходного импульса [197]:
/п ncx = 2Z/vo,	(9.14))
где I — длина линии с ферритом, Но — скорость волны в линии с насыщенным ферритом.
2.	Коаксиальная линия с ферритом
Максимальная крутизна нарастания тока или напряжения импульсов при формировании их методом ударных волн ограничена дисперсионными свойствами феррита и дисперсией линии передачи, в которую включается феррит. Дисперсионные свойства коаксиальной линии передачи с ферритом делают ее основным элементом при формировании предельно коротких мощных импульсов.
На рис. 9.4 приведено устройство коаксиальной линии, примененной в одном из серийных генераторов [205]. На центральный проводник коаксиала 1 вплотную одеты ферритовые кольца 2. Поверх колец намотана изоляция 3 из фторопластовой ленты, на которую
надевается внешний проводник коаксиала 4. При высоком потенциале центрального проводника во избежание ионизации воздушных зазоров вся конструкция помещается в трубку с маслом. В конструкции коаксиалов с ферритом нашли применение две марки ферритов, выпускаемых промышленностью: магний-марганцевые ферриты типа ВТ, применяемые в вычислительной технике, и никель-
Рис. 9.4. Коаксиальная линия с ферритом.
157
цинковые ферриты типа НН. Магний-мйрганцёйыё феррйТы типа НМ обладают повышенной проводимостью при постоянном токе, вследствие чего их применение ограничено.
Методика расчета коаксиальных линий, основанная на полученных в п. 9.3.1 теоретических положениях, предложена А. М. Белян-цевым и Ю. К. Богатыревым [206]. По заданным длительности фронта /ф2 и амплитуде тока 1 целесообразно определить размеры ферритового кольца согласно (9.5)
^-М2 = 2,52 • 10V^,a/(l-W2)f(m0) [м],	(9.15)
где d\ и d2 — внешний и внутренний диаметры ферритового кольца; величина )(т0) определяется по графику рис. 9.3 для данного т0. Следует отметить, что при отсутствии подмагничивания величина то = Мг1Ма. По размерам кольца можно найти диаметр внешнего провода
d.; = d2 + 2h [м],	(9-16)
где h — толщина слоя изоляции между ферритом и внешним проводником линии, которая определяется электрической прочностью диэлектрика,
h^IRaIEnv [м],	(9.17)
где А,,,, — электрическая прочность диэлектрика, В/м. Длина формирующей линии определяется по (9.13) с учетом того, что для коаксиальной линии коэффициент заполнения линии т], характеризующий ноток рассеяния, приближенно равен
(d2-di)/№-di),	(9.18)
а коэффициент р, связывающий ток и напряженность магнитного поля,
p=l/itd0P)	(9.19)
где dcP= (di—d2)/2.
Длина формирующей линии с учетом (9.19) равна
(9.20)
/ =	(1 — m„) </oP] тф1/КL0C0
где
2^ln-dT’
2ne,.e,e2
е2 In (d3/d2) + ®i In (dz/dt) ’
Bi и е2 — относительные диэлектрические проницаемости изоляционного слоя и феррита соответственно.
Расчеты показывают, что длительность фронта импульса тока с амплитудой 100 А при Rn = 50 Ом уменьшается с 50 до 1,5 нс с помощью линии длиной 3 м, заполненной ферритовыми кольцами из материала 1000НМ размером 0,2X0,1X0,08 см.
3.	Искусственная линия с ферритом
Искусственная длинная линия с ферритом может быть представлена цепочкой звеньев, аналогичной фильтру нижних частот (рис. 9.5). Основным ограничением применения искусственных длин-158
пых линий является наличие пространственной дисперсии, вызванной дискретностью ячеек линий, вследствие чего с помощью искусственной линии невозможно получить длительность фронта, меньшую постоянной времени ячейки линии.
Однако с помощью искусственной формирующей линии можно существенно уменьшить габариты генератора импульсов в том случае, если длительность фронта исходного импульса такова, что требуется коаксиал слишком большой длины. В этом случае целесообразно предварительно заострить фронт импульса с помощью искус-
Рис. 9.5. Искусственная линия с ферритом:
1 — катушка индуктивности на тороидальном ферритовом сердечнике: 2 — кон-денсатор ячейки; 3 — основание линии.
ственной длинной линии. Кроме того, в искусственной линии намного проще осуществить регулировку начальной намагниченности т0, что особенно важно при конструировании генератора с двумя формирующими линиями для осуществления плавной регулировки длительности импульса [205]. При конструировании искусственных длинных линий особое внимание следует уделять уровню колебаний на вершине волны, вызванному дискретностью линии. Для подавления этих колебаний приходится шунтировать индуктивности последних ячеек линии сопротивлениями, величина которых
До=(2—3)р„.	(9.21)
Кроме того, источником осцилляций на плоской части волны служат колебания, развивающиеся в ячейках искусственной линии в том случае, когда длительность фронта, формируемого линией, становится близка к постоянной ячейке Т |208]. Практически длительность формируемого фронта ограничивается значением /ф2=(1,б—2,5)Г, т. е. [1у = 2—5. Для выбора параметров элементов однородной искусственной длинной линии по известным величинам тока и сопротивления нагрузки определяются ток падающей волны в линии с ферритом и ее волновое сопротивление рл=7?и. Постоянная времени ячейки без учета феррита находится по заданной длительности фронта на выходе линии
Z'	(9.22)
Величины Т и рл определяют емкость конденсатора и индуктивность катушки звена при насыщении феррита:
Ср = 7'/рл1 Lg—Трц.	(9.23)
159
При расчете искусственной формирующей линии необходимо учитывать, что для образования ударной волны магнитное поле в сердечнике катушки Н^=р1 должно превосходить поле насыщения феррита. С учетом того, что для тороидального сердечника р~ — w/rtdcp, где w—число витков, это условие можно записать в виде
ШсР>Я?.	(9.24)
Число витков в катушке и диаметр сердечника можно найти из выражения (9.6) с учетом условия (9.24). В выражении (9.6) величина коэффициента заполнения зависит от количества витков, марки провода, плотности намотки. Приближенно коэффициент заполнения можно определить как отношение площади сечения феррита и площади витка, ц —0,1—0,3. Преобразуем (9.6) к виду, более удобному для расчетов,
WcP(l — т0)/м — (Kp.y-1)//7)MS.	(9.25)
Выбрав диапазон изменения т0 по табл. 9.1 из соотношений (9.24) и (9.25) можно найти диаметр кольца и количество витков. Они же вместе с сечением сердечника и витка задают величину Lo (9.23). К сожалению, формула индуктивности тороидальной катушки Lo== — Pos^/^dcp при малых количествах витков и малых сердечниках, применяемых в нелинейных линиях, дает ошибку в два-четыре раза. Поэтому приходится подбирать конструкцию катушки экспериментально в соответствии с полученной из (9.24) и (9.25) величиной отношения w/dCp. Величину Lo можно регулировать изменением числа сердечников или параллельным включением катушек.
Количество ячеек линии, необходимое для формирования стационарного ударного фронта при заданной длительности входного фронта ^ф] определится выражением
(t$i/T)Iw/ndcpMs(l~-mo)?]-	(9.26)
Расчеты показывают, что для укорочения фронта импульса с 50 до 3 нс для импульса с амплитудой 4 кВ при /?ц=^40 Ом необходима 64-звеиная искусственная линия с постоянной звена 1,69 нс, собранная на ферритах 4ВТ при ш —5.
4.	Генераторы импульсов с ферритовыми линиями
Генератор мощных наносекундных импульсов такого типа состоит из двух основных частей: генератора исходного импульса (наиболее приемлем тиратронный генератор, использующий разряд длинной линии через тиратрон) и схемы формирования короткого импульса, которая включает в себя линии с ферритом.
При конструировании генератора на линиях с ферритом особое внимание должно быть уделено вопросам выбора схемы генератора исходных импульсов. Дело в том, что в генератор исходных импульсов из линий передачи с ферритом поступают отраженные волны, различные по своей природе. Одна часть отраженных волн возникает в точке подсоединения нагрузки, другая — в результате отражения от движущегося фронта, ударной; волны.. Если отраженное волны. 160
Рис. 9.6. Генератор исходных импульсов:
R	— сопротивления на-
грузки, зарядное и согласующее; R, L, С — контур для создания дополнительного тока через тиратрон.
из схем формирования будут перестрижены генератором исходных импульсов, то на нагрузке появятся послеимпульсы. Для избежания переотражений тиратрон в схеме генератора исходного импульса должен пропускать все отраженные волны на согласующее сопротивление. При этом через тиратрон в течение некоторого времени необходимо пропускать дополнительный ток, который должен иметь то же направление, что и ток формирования импульсов. А. Н. Мешков [202] предложил применить ^АС-контур с дросселем насыщения (рис. 9.6). Дополнительный ток в этом случае формируется при разряде емкости С. С точки зрения получения наименьшей величины начального заряда емкости наиболее выгодным является режим колебательного разряда. Величины элементов контура можно определить экспериментально, поскольку число витков катушки при формировании мощных импульсов невелико (примерно -10). Наиболее пригодны пермаллоевые сердечники с толщиной ленты не более 50 мкм.
В [202] были рекомендованы следующие приближенные соотношения для первоначальной ориентации эксперимента:
(0,1—ОД^отр^-1,
где /qtp — длительность отраженного импульса, с; U — напряжение зарядного источника, В.
Для определения индуктивности можно воспользоваться следующими выражениями:
L-W/C, А-ФД7,
где ф = Н — поле перегиба характеристики В (Я) сердечника дросселя, А/м; N — число витков; S — площадь сечения сердечника, м2; ц — относительная магнитная проницаемость линейного участка характеристики В (И), Величина R подбирается экспериментально таким образом, чтобы обеспечить необходимый ток через тиратрон в течение времени прохождения отраженного импульса.
При выборе схемы формирова- ' ния прямоугольных импульсов на линиях с ферритом необходимо учитывать, что при распространении ударной волны по нелинейной линии уменьшается длительность только переднего фронта импульса, длительность же спада остается постоянной. Для формирования прямоугольных импульсов на нагрузке может быть использована либо схема с двумя параллельно включенными нелинейными линия-
Рис. 9.7. Генератор с двумя формирующими линиями:
1 — генератор исходного импульса;
2 —• формирующие нелинейные линии.
11—343
161
Рнс. 9.8. Генератор с одной формирующей линией:
Г — генератор исходного импульса; Л1 — нелинейная формирующая линиям-2 — короткозамкнутый отрезок линейной длинной линии; ЛЗ передающая линейная линия.
ми, каждая -из которых формирует перепады напряжения одинаковой амплитуды, но противоположной полярности (рис. 9.7), либо схема формирующей линии с короткозамкнутым участком (рис. 9.8).
В том случае, если генератор работает по схеме рис. 9.7, длительность импульса и его полярность на нагрузке определяются тем, какой из импульсов и насколько раньше пришел к нагрузке. Время распространения импульса по нелинейной линии, можно регулировать, применяя постоянное подмагничивание. Этот принцип был применен в схеме генератора, приведенной на рис. 9.9. [205, 209, 226]. Генератор исходных импульсов состоит из двух зарядных линий Л/ и Л2, согласующих сопротивлений Rl, R2 и контура дополнительного тока R3, L1, С1. При заряде линий JJ1 и Л 2 емкость С1 заряжается v вместе с ними. При срабаты- вании тиратрона на вход нелинейных формирующих линий ЛЗ и Л4 одновременно поступают два исходных импульса отрицательной полярности.
Нелинейные формирующие линии собраны на ферритах 6ВТ (1X0,7X1) и из-за противоположного направления токов подмагничивания имеют различную начальную намагниченность при полностью выведенном потенциометре схемы подмагничивания. Пусть начальная намагниченность феррита в ЛЗ отрицательна, а в Л4 поло-
Рис. 9.9. Принципиальная схема генератора на ударных электромагнитных линиях:
Д схема формирования исходного импульса; б — передающие линии; в — схема подмагничивания.
162
жительна. Тогда при распространении импульса согласно выражению (9.10) стационарная ударная волна в Л4 установится раньше, чем в ЛЗ и при дальнейшем распространении импульса по Л4 его длительность будет уменьшаться при сохранении ударного фронта. Вследствие этого ударная волна в линии Л4 приходит к точке соединения линий А первой и формирует ток нагрузки 1Н> Благодаря тому, что линия Л4 включена фазоинвертором, направления токов на выходе линий ЛЗ и Л4 различны и в момент прихода волны в точку А из линии Л4 в нагрузке формируется резкий спад тока. Как следует из схемы, в коаксиалах ЛЗ и Л4 появляются волны, проходящие из одной линии в другую. Во избежание переотражения этих волн от генератора исходных импульсов в последнем установлены согласующие сопротивления Rl, R2 и контур R3, Llt С1. Дополнительный ток через тиратрон при разряде емкости Ci превосходит обратный ток по величине, поддерживает тиратрон в открытом состоянии и обеспечивает, таким образом, гашение отраженных волн на согласующем сопротивлении.
Описанный генератор характеризуется следующими параметрами выходных импульсов: амплитуда импульса напряжения — 4 кВ, длительность фронта и спада — 1 нс, длительность импульса — 2— 100 нс, частота повторения— 1—1 000 Гц.
В [210] описан генератор наносекундных импульсов на нелинейных линиях, работающий по схеме с короткозамкнутым концом рис. 9.8). В такой схеме фронт ударной волны формируется в лиши Л1, а длительность импульса на нагрузке определяется двойным временем задержки отрезка линии Л2. Для предотвращения появле-шя послеимпульсов на нагрузке необходимо так подобрать волновые сопротивления линий, чтобы отраженная от короткозамкнутого юнца волна компенсировала волну в линии ЛЗ: рЛ2=рлзрл1/(рл1 + Грлз). Генератор формирует импульсы напряжения с амплитудой jo 50кВ при длительности фронта 1—5нс и длительности импульса )—50 нс. Нелинейная коаксиальная линия выполнена на основе фер-эита типа 5ВТ, коммутирующим элементом служит тиратрон ГГИ1 -2500/25, нагрузка емкостная.
94, Нелинейная индуктивность как формирующий элемент в схемах наносекундного диапазона
Применение ударных нелинейных линий при формировании на-зосекундных импульсов с амплитудой более 20—30 кВ ограничивается относительно небольшой электрической прочностью ферритов и, как следствие этого, усложнением конструкции и увеличением
Рис. 9.10. Простейшая схема формирования импульсов с помощью нелинейной индуктивности.
габаритов ударной формирующей линии. В этом случае для получения импульсов с фронтом в несколько наносекунд целесообразно применять схемы с дросселями, имеющими насыщающиеся сердечники. Для получения мощных импульсов наносекундной длительности такая схема была использована Культом [225]. Основной принцип работы таких схем заключается в резком уменьшении магнитной
11*
163
Проницаемости ферромагнитного материала при увеличений напряженности магнитного поля до величин, много больших Нс, и может быть пояснен с помощью схемы рис. 9.10. Величина тока в сопротивлении нагрузки определяется волновым сопротивлением генератора р и индуктивностью дросселя Др, Магнитный поток пропорционален напряжению на обмотке дросселя
Ф — j
(9.27)
и будет нарастать до тех пор, пока не достигнет значения Ф3, при котором сердечник переходит в область насыщения. В этот момент индуктивность дросселя резко падает, величина тока в нагрузке резко увеличивается. Крутизна . фронта на нагрузке будет определяться величиной индуктивности дросселя в насыщенном состоянии L и паразитными параметрами схемы, а начало нарастания тока в нагрузке — скоростью изменения магнитного потока.
1. Преобразование импульсов в линии при прохождении через неоднородность с ферритом
В отличие от схем микросекундного диапазона с нелинейной индуктивностью в нашем случае необходимо учитывать процессы диссипации при перемагничивании феррита, что ведет к возникновению определенных трудностей при количественном анализе схем с нелинейными элементами.
Рис. 9.11. Схема преобразования волны в длинной линии при последовательном включении нелинейной индуктивности.
Рассмотрим преобразование волны Ui (0 = UQf (ct), где с— коэффициент пропорциональности, с монотонно нарастающим фронтом и плоской вершиной при прохождении ее из бесконечной длинной линии Л1 с волновым сопротивлением р в такую же линию Л2 при их соединении через нелинейную индуктивность (рис. 9.11) [211], включенную последовательно с линией.
Тогда между волной, падающей на нелинейную индуктивность, и волной прошедшей через нее, будет иметь место зависимость
^1(0=	+72^/^	(9-28)
Потокосцепление ф определяется параметрами нелинейной индуктивности
ф^£/+цог^зЛ1(/),	(9.29)
где L — индуктивность дросселя при t—>--оо, так называемая «собственная» индуктивность дросселя; w и s — число витков и сечение 164
сердечника дросселя; намагниченность сердечника At (t) свйзанй с напряженностью магнитного поля Н = р1 уравнением (9.4).
После нормирования и введения безразмерных коэффициентов уравнения (9.28), (9.29) запишутся в виде.
U1 (т) ~ U2 (т) + A[dU2 (г) /с/т]4-В (dmldx),	(9.30)
dm[dx= U2(x) (1—т2),	(9.30а)
где П2(т)=£/2(0/По; t/j(т)-f (с/)/Н0;	т = //0; Л =
= LC/2p8; 'Q—p/XUap; Л=^ауцо/.(1 -ha2); B=^Mssw/2U(}Q.
Уравнения (9.30), (9.30a) легко интегрируются, если пренебречь влиянием собственной индуктивности, т. е. при /1=0. В этом, случае получим
arth т + Вт — к = J 1)\ (т) dx\	(9.31)
о
Щт)=Щт)/[1 + В(1-/п2)],	(9.31а)
где K=Bmo+arth т0 — величина, определяемая намагниченностью феррита т0~Ми/М3.
zf
Рис. 9.12. Зависимости амплитуды преломленной волны от нормированного времени при шо~О,э и различных значениях В (а); В=10 и различных значениях т0 (б).
Из построенных ио (9.31) и (9.31а) графиков (рис. 9.12) преломленной волны видно, что момент появления волны в линии Л2 зависит от параметра В и может регулироваться величиной начальной намагниченности т0. При этом можно создать такие условия, когда фронт преломленной волны не будет зависеть от фронта падающей волны. Для этого необходимо, чтобы время /о,ь за которое ток и напряжение преломленной волны достигнут величины 0,1 от их амплитудного значения, было не меньше длительности фронта падающей волны. Это значит, что необходимо выполнять условие (5.13) оптимальной работы обострителя. Для того чтобы это условие выполнялось, параметры нелинейной индуктивности должны быть ‘низаны с длительностью фронта падающей волны выражением для времени перемагничивания нелинейного дросселя, которое без учета диссипативных свойств феррита может быть получено непосредственно из (9.27) с учетом того, что Ф = g0Mssw
/ф1	(1—ш0) /2С/о,	(9.32)
165
Таким образом, длительность фронта ?ф2, определенная Между уровнями П2(/) =0,1 н~О,9/7о, при выполнении условия (9.32) не зависит от /ф1 и определяется величиной параметра В. Из (9.31), (9.31а) найдем намагниченность феррита тОд в момент времени Z0j1=t0j1
м0(1 = К1—9/В,	(9.33)
*
Намагниченность феррита то,э~1 при =O,9t/o. Тогда
Тф2~В(1~ дгОд)+arth[l—1/18В(1—mOjl)].	(9.34)
Если В^18, то Тф2 = 7,04 и не зависит от В. Это предельная длительность фронта, которая может быть достигнута в схеме с нели-н е й и о й и н д у кт и в I ю стыо.
В [212] на основании моделирования уравнений (9.30), (9.30а) на аналоговой ЭВМ предложено для определения длительности фронта преломленной волны при А=^0 выражение
Тф2 — т/ф2 + тл/ф2,
где т'ф2 = 2,2Л — часть фронта преломленной волны, определяемая собственной индуктивностью нелинейного элемента, tz^2 определяется по (9.34). Переходя к размерным величинам, окончательно имеем
Рис. 9.13. Преобразование волны при включении нелинейной индуктивности параллельно длинной линии.
£ф2 —2,2Е/2р +
+ 7,04 (1 + а2) <р fayp-L	(9.35)
Наряду с последовательным возможно также включе.-ние нелинейного дросселя параллельно длинной линии (рис. 9.13). Такая схема может служить для дифференцирования импульса [224], а также позволяет регулировать его длительность. Следовательно, наиболее важной характеристикой такой схемы является время, в течение которого импеданс дроссе-ля будет бесконечно большим линии pi, т. е. время,
по сравнению с волновым сопротивлением в течение которого выполняется усло-вие
U2(t)~Udt)=U0f(ct).
Для решения этой задачи можно составить уравнения, аналогичные (9.30), (9.30а):
Ui (г) = U2 (т) + 24 (dU2/dx) + 2В (dmldx);	(9.36)
dm.ldx= t/2(t) (1—/и2),	(9.36a)
где все обозначения те же, что и в (9.30), (9,30а), кроме 4 —L/pO и е=р/2тр.
Решение уравнений (9.36), (9.36а) для длины волны па уровне О,9£/о дает выражение
/H~Msji.osw(l— mQ)/Uo.	(9.37)
Длина волны, определенная по выражению (9,37), несколько занижена по сравнению с истинной длиной преломленной волны, так 166
как в (9.3i7) мы пренебрегли процессами диссипации в феррите. Длительность спада преломленной волны определяется собственной индуктивностью дросселя и процессами диссипации феррита. Эту длительность можно определить так же, как длительность фронта волны, прошедшей через феррит, включенный последовательно с линией.
2. Коррекция фронт нелинейной
а импульса с помощью индуктивности
Нелинейная индуктивность наиболее эффективна в схемах, в которых предварительный импульс с относительно пологим фронтом формируется с помощью какого-либо дополнительного, как правило, газоразрядного, коммутирующего устройства.
Наиболее- широкое распространение получила схема последовательного включения нелинейной индуктивности и однородной линии, впервые описанная в работе А. М.. Шендеровича и О. Г. Ильина [213] и используемая в работах ф219—224] (рис. 9.14,а).
Импульс с фронтом 20—30 нс поступает от генератора исходных импульсов в линию Л1. Оптимальные условия для обострения импульса с помощью дросселя Др будут созданы в том случае, если выполняются условия (5.13) и (9.32). При этом возможны два варианта выбора величины то. Если подмагничивание постоянным током отсутствует, т0 = АГг/ЛЕ~0,3 и возникает необходимость в уве-
Рнс. 9.М. Коррекция фронта импульса с помощью нелинейной индуктивности:
а нлгру жл носит пктнпныЙ характер: б — нагрузка носит индуктивный характер.
личсиии пйрамстри Л, что ведет к увеличению собственной индуктивности Дросселя L, и» в конечном счете, к увеличению предельно возможного фронта обостренного импульса Поэтому целесообразно применять подмагннчнваине нелинейного дросселя постоянным током, что увеличивает член, пропорциональный (1—то) в выражении (9,32). Расчеты, сделанные по выражениям (9.32) и (9.35), показывают, что для формирования импульса напряжения с амплитудой -20 кВ и длительностью фронта 4 нс па нагрузке 75 Ом достаточен дроссель на кольце 1000HII (s' — 1,3-м2, се/= 5) при исходной длительности фронта импульса 23 ис и наличии постоянного подмагничивания при т$~—0,4.
167
Форму импульса, получающегося после обострения с помощью нелинейного дросселя, можно несколько улучшить благодаря применению емкостной коррекции. Принцип ее действия заключается в разряде емкости СЕОр, включенной параллельно линии Л/ через дроссель Др, после того, как последний перейдет в состояние насыщения. Емкость СКОр заряжается до напряжения 2С за время в течение которого нелинейный дроссель имеет бесконечно большое сопротивление. Величина корректирующей емкости выбирается таким образом, чтобы исключить колебания на вершине импульса Скор = —0,15£/р2.
Рис. 9.15, Коррекция фронта импульса с помощью цепочки нелинейных индуктивностей при /7о = 200—300 кВ.
В том случае, если нагрузка носит индуктивный характер, целесообразно включать индуктивность параллельно нагрузке, (рис. 9.14,6) [223]. Авторы работы [2i23] провели теоретический анализ работы такой схемы, используя для описания процессов перемагничивания уравнение Ландау—.Лифшица и получив систему уравнений, аналогичную приведенной в п. 1 настоящего параграфа. В результате анализа они показали, что подключение нелинейной индуктивности приводит к уменьшению длительности фронта при соблюдении следующего условия:
('1—то) /Ши 1,	(9.38)
где U — напряжение падающего импульса; £н — величина индуктивности нагрузки, остальные обозначения те же, что в (9.30), (9.30а). При выполнении условия (9.38) ток в нагрузке не зависит от приложенного-напряжения, что объясняется уменьшением «эффективного» значения нелинейной индуктивности при увеличении напряжения, и, как следствие этого, увеличением тока через нее. Амплитуда тока в нагрузке уменьшается при увеличении величины подмагничивающего тока, при этом также укорачивается фронт импульса без искажения плоской части импульса.
Нелинейная индуктивность может применяться для коррекции фронта импульса вплоть до напряжений 200—300 кВ [217] при формировании исходного импульса генератором импульсных напряжений. На вход корректирующей цепочки (рис. 9.15) подается импульс с фронтом 30 нс. Основной вклад в коррекцию фронта вносит последовательный контур LkopiCkopi с резко меняющейся в результате перемагничивания феррита индуктивностью. Для устранения колебаний на вершине импульса индуктивность шунтируется сопротивлением .Rkopi, вторая индуктивность ВКОр2 служит для дальнейшего
обострения фронта импульса, она резко уменьшается в момент, когда емкость СК0Р1 заряжается до амплитудного значения напряжения. Индуктивность Litopi представляет собой четырнадцать витков, намотанных на восьми кольцах Г000НН (1210Х80Х20), Акора — семь витков на двенадцати кольцах ilOOOHH (55X33X10), СКОр1==30 пФ. Произведение sw для индуктивно-
стей Lkopi и Дкорз оценивается по выражению (9.32) с учетом того, что по табл. 9.1 для 1 000 НН /По = 0,.0'8/0,3=0,27. Так как окончательный фронт импульса на нагрузке определяется индуктивностью Дкор2 в насыщенном состоянии, то последняя выполнена па меньших кольцах, чем индуктивность LKOpi.
Коррекция спада импульса может осуществляться в схеме, приведенной на рис. 9.16 [218]. В мо
Рис. 9.16. Коррекция заднего фронта импульса с помощью нелинейной индуктивности.
мент появления импульса на на-
грузке при разряде формирующей емкости сердечник дросселя Дкор выходит из состояния (—Вг) и начинает перемагничиваться под действием импульса, напряжения. Произведение ЛкорСТор рассчитывается таким образом, чтобы к моменту начала спада импульса сердечник дросселя был полностью перемагничен и спад импульса определялся постоянной £КОрЯкор. Сопротивление /?Кор необходимо для рассеивания неизрасходованной в нагрузке части энергии. При его отсутствии на нагрузке возникает всплеск напряжения обратной полярности. После окончания импульса Скор разряжается через 7?1;ор и ЛНОр, Вн, возвращая сердечник в исходное состояние (—Вг).
3. Другие применения нелинейной индуктивности
В технике мощных наносекундных импульсов дроссели с насы-
щающимися сердечниками используются не только для коррекции формы импульса, но и в ряде случаев, где требуется резкое изменение импеданса схемы через определенный промежуток времени после приложения напряжения к ней. Ти-
пичным примером такого использования нелинейной индуктивности являются разрядники, н которых перенапряжение промежутка создается с помощью так называемой «развязки на ферритах». Впервые такой прибор был предложен Керн со м [219'. Позднее были разработаны несколько разрядников [220, 221], в основу кото р ых п о л о жен а схема, изображен-ная на рис. 9.17. Перед авторами дан
Рис. 9.17. Разрядник с развязкой на ферритах.
ной схемы стояла задача сохранения
перенапряжения на промежутке К в течение времени запаздывания его пробоя. После срабатывания основного разрядника А конденсаторная батарея начинает разряжаться на нагрузку, при этом максимальное напряжение па промежутке К составляет около 40 кВ.
169
В момент максимума тока в нагрузке, когда напряженке на Промежутке К около нуля, по кабелю приходит поджигающий импульс амплитудой 120 кВ. Промежуток Р служит для обострения поджигающего импульса. Перенапряжение на промежутке К благодаря большой массе феррита в дросселе сохраняется в течение времени запаздывания пробоя этого промежутка. В момент пробоя промежутка К перемагничивание феррита заканчивается и индуктивность дросселя резко падает. Для уменьшения индуктивности дросселя в период прохождения основного разрядного тока ферритовые кольца помещаются в пространство между двумя цилиндрическими то-копроводами, образующими короткозамкнутый на конце отрезок коаксиальной линии. Для увеличения времени перемагничивания при той же массе феррита используется подмагничивание дросселя постоянным током.
При работе со схемами на но секундного диапазона нередко возникает необходимость пропустить через какое-либо устройство импульсы только одной полярности. Такая задача может быть решена с помощью нелинейной индуктивности {222], включенной последовательно с однородной линией. В том случае, если направление начальной намагниченнности противоположно по знаку направлению магнитного поля, создаваемого током падающего на дроссель импульса, и если длительность падающего импульса
(Й—ш0) /2По, то вентиль на нелинейной индуктивности не пропустит импульса данной полярности и, наоборот, если направление начальной намагниченности совпадает с направлением магнитного поля, создаваемого падающим импульсом, то такой импульс пройдет через нелинейную индуктивность. Для оптимальной работы ферритового вентиля необходимо иметь величину то, как можно более близкую к минус единице. В этом случае, ферритовый вентиль обеспечит минимальное искажение фронта импульса, прошедшего через него.
Глава 10
ГЕНЕРИРОВАНИЕ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ БОЛЬШОГО ТОКА
10.1.	Генераторы импульсов тока с разрядом емкости
Простейший генератор импульсов тока состоит из емкости, которая через коммутатор разряжается на низкоомную нагрузку (см. рис. 7.1). Если предположить, что используется коммутатор с нулевым внутренним сопротивлением, а сопротивление нагрузки R<^ У L/C, то при разряде емкости ток в контуре будет изменяться по сипу-170
соидальному закону с затуханием. Амплитуда импульса тка будет равна ia~ Uo/ L/C, максимальная крутизна роста тока (di/dt)waKC = U0IL, а длительность первой полуволны 7я~л VLC. Принципиально это те предельные параметры импульса тока, которые могут быть получены от генератора тока с разрядом емкости, если используется идеальное коммутирующее устройство. Реальные коммутаторы, в частности искровые разрядники в газе, имеют собственное сопротивление, которое сильно влияет на параметры импульса тока.
Тщательное исследование процесса разряда конденсатора через искру в воздухе, проведенное С. И. Андреевым и М. П. Ванюковым [16], в диапазоне времени порядка десятков наносекунд, позволило, в частности, установить, что максимальное значение крутизны роста тока не равно Uo[L, а составляет только долю ф от этой величины. Эта величина может меняться в широких пределах от 0,2 до 1 в зависимости от емкости, длины промежутка и индуктивности контура. В этой же работе было показано, .что увеличение (di/dt)MaKC путем уменьшения индуктивности контура имеет естественный предел, определяемый свойствами искры. В воздухе при атмосферном давлении, например, нецелесообразно уменьшать индуктивность искры ниже 30 нГ/см. Предельные длительности импульсов тока в работе составляли (2—3) • 10~8 с при амплитудах в несколько килоампер.
Импульсы тока значительно меньшей длительности (до нескольких наносекунд) были получены в работе [17] при использовании в генераторе контуров с меньшей индуктивностью. Там же было убедительно показано, что при 10 s с для расчета импульса тока можно использовать выражение для сопротивления искры по формуле Ромпе — Вайцеля [14]. Если рассмотреть случай, когда можно пренебречь влиянием сопротивления нагрузки и индуктивностью в контуре, то по формулам (8.13) и (8.13а) можно найти зависимость тока в контуре и напряжения на емкости от времени в следующем виде:
i=(CU0/Q) (1- -xz)x,
/ = 6^1п^+С),	(10.1)
где 8 = 2pd2/aU0z; x=Uc/U0; С—постоянная интегрирования. Если за начало отсчета времени принять момент,
171
когда напряжение на емкости снизится на 1%, то С?«2. Из (10.1) легко найти амплитуду тока и длительность импульса как удвоенное время, за которое ток принимает максимальное значение
!а=О,192аСС/оЕ2/р, /и='6,6р/аЕ2.	(10.2)
Из (10.2) следует, что как бы мы ни уменьшали индуктивность контура и сопротивление нагрузки, есть предельные параметры импульса тока, определяемые только свойством искрового промежутка. Характерно то, что длительность импульса не. зависит от величины накопительной емкости, а определяется только напряженностью электрического поля и давлением газа.
10.2.	Генератор импульсов тока с разрядом линии
Для получения наносекундных импульсов тока используется также разряд линии через искровой промежуток. Прежде чем перейти к анализу работы генераторов остановимся на устройстве низкоомных линий. Малое волновое сопротивление при высоких рабочих напряжениях и сравнительно простом конструктивном исполнении может быть получено в симметричной полосковой линии. Расчет волнового сопротивления низко-омных линий может производиться по формулам [227] (рис. 10,1):	_
р = ]/>/3 ДО8 С, 	(10.3)
С = 35,4 ,	— 10-12е,	(10.4)
’	1 — Д/л	’	'	7
где р — волновое сопротивление линии, С —погонная емкость, Ф/м.
Нормальная напряженность электрического в линии En=Uld, где
VZZZZZZZZZZZZZ^ZZZZ^
с
т
у
777. %<zzzz//ziz/zz, 7777 W
Рис. 10.1. Схематическое расположение проводников в симметричной полосковой линии.
поля U — приложенное напряжение, d— толщина изоляции. Максимальная напряженность (напряженность на закраине) ^макс==s' (4/л) (U/-A), где Л — толщина центральной полосы. В качестве изоляции в линиях может быть использована полиэтиленовая, фторопластовая пленочная изоляция или слюда. По данным [228] рабочие напряженности поли-
172
этиленовой изоляции при отсутствии ионизационных процессов могут быть выбраны порядка 50—60 кВ/мм. При частотах 50 Гц и выше, когда опасность ионизации увеличена, рекомендуемая рабочая напряженность 6—10 кВ/мм при работе изоляции в воздухе при р = = 1 атм. Увеличение рабочей напряженности можно получить, помещая линии в трансформаторное масло, в атмосферу высокопрочных газов либо.в газ под высоким давлением.
Для уменьшения волнового сопротивления линии и ее геометрических размеров целесообразно в качестве изоляции линии использовать керамические диэлектрики с высокой диэлектрической проницаемостью. Действительно, волновое сопротивление линии р = ро/ ]/"е, а геометрическая длина l=t3c] У е, где р0 — волновое сопротивление линии с вакуумной или газовой изоляцией, t3 — время задержки распространения сигнала. Линии с диэлектриком из керамики могут быть изготовлены либо в коаксиальном, либо в полосковом варианте. Обычно они изготавливаются металлизацией поверхности керамической заготовки с помощью вжигания серебра по технологии, описанной в [229], с последующим нанесением меди электролитическим способом.
В качестве керамических диэлектриков при изготовлении линий используется конденсаторная керамика на основе двуокиси титана (е^80) или на основе титаната бария (е«1 500). Рабочие напряженности электрического поля в известных линиях составляют ~ 10 кВ/см и определяются как электрической прочностью материа-
Рис. 10.2. Генератор импульсов тока с низкоомной коаксиальной линией:
1 — медный цилиндр; 2 — изоляция; 3, 4 — медная обкладка; 5, 6 — электроды; 7 — тефлоновый вкладыш.
173
ла керамики, так и возникновением разрядов на границе металла и керамики.
В работе [231] дано описание генератора импульсов тока (‘рис. 10.2) для накачки полупроводниковых лазеров. Коаксиальная линия с.изоляцией из слюды или фторопласта с общей емкостью 4* 10“9 Ф разряжается через воздушный разрядник (давление 1 атм) на лазерный диод и последовательное с ним сопротивление 1,4 Ом. При напряжении 5 кВ такой генератор позволяет получать импульсы с амплитудой около 2 кА и длительностью ~ 10“8 с.
Я7	«га» Л21
Рис. 10.3. Схема генератора наносекундных импульсов  тока строго одной полярности.
Б. М. Ковальчук [50] разработал генератор прямоугольных импульсов тока строго одной полярности с амплитудой 4 кА при внутреннем сопротивлении 4 Ом и длительностью 2* 10-8 с. Схема генератора приведена на рис. 10.3. Импульс тока через диод Д формируется при разряде линии Л1 или Л2 через управляемый коммутатор К. В качестве Л1 используется симметричная полосковая линия. Для коррекции коммутационной характеристики разрядника линия Л1 выполнена с волновым сопротивлением, изменяющимся от начала к концу (см. § 7.4). Изменение волнового сопротивления по длине линии осуществлялось плавным изменением ширины 174
центрального проводника полосковой линии. Волновое сопротивление при этом менялось от 2,75 до 4 Ом. Средняя напряженность электрического поля в изоляции линии при максимальном зарядном напряжении в 32 кВ равна 320 кВ/мм. В качестве изоляции в линии использована полиэтиленовая пленка с е=2, 3.
В качестве коммутатора К использован управляемый трехэлектродный искровой "разрядник с азотом под избыточным давлением. Регулировка рабочего напряжения разрядника осуществляется изменением давления азота.
Как видно из схемы, при заряде накопительной линии Л1 потенциал высоковольтного электрода 1 разрядника равен зарядному напряжению U. Средний электрод 2—2, состоящий из двух половин, разделенных зазором, находится под потенциалом U/2. Третий электрод 3 соединен с передающей линией и имеет нулевой потенциал. Давление в разряднике, предназначенном для данного интервала напряжений, устанавливается так, чтобы электрическая прочность основных зазоров была несколько выше приложенного напряжения. При срабатывании тиратрона Т по линии ЛЗ распространяется волна напряжения амплитудой (—U/2). При поступлении данной волны на разрядник происходит пробой между электродами 2, потенциал среднего электрода становится равным нулю и на основном промежутке воз-, никает двойное перенапряжение. Волна напряжения (—U/2) распространяется до конца пускового кабеля Л21, отражается от и при падении на средний электрод разрядника по Л21 создает на нем напряжение (—(7/2), а на основном зазоре — тройное перенапряжение. Длина Л21 выбрана такой, что к моменту прихода волны, отраженной от конца Л21, подсвечивающий промежуток уже дает достаточно света для устранения разброса моментов пробоя основного промежутка, и фронтом отраженной волны фиксируется момент срабатывания разрядника. При напряжениях на промежутках, составляющих 80—90% от пробивных, второй промежуток срабатывает через ~ Ю~э с после первого. Разброс времени срабатывания первого промежутка относительно момента срабатывания тиратрона ~5—10 нс.
Для устранения послеимпульсов, которые могут появиться из-за присоединения пусковых кабелей ЛЗ, Л21, оболочки этих кабелей у разрядника имеют изоляцию,
175
рассчитанную на полное напряжение U. Испытуемый диод включается последовательно в цепь генератора. Генератор устойчиво работал с амплитудой до 4 кА при частоте повторения импульсов ~10 Гц. При работе с током 1,5—2 кА частота следования импульсов может быть увеличена до 40 Гц. При импульсном заряде накопительной линии частоту следования импульсов удалось повысить до 500 Гц при токе в 2 кА. Для устранения отраженных импульсов в генераторе применяется оригинальное согласующее устройство, к рассмотрению которого мы перейдем.
Для согласования линий в генераторах импульсов тока с напряжением несколько киловольт и менее можно использовать параллельно соединенные пленочные или объемные сопротивления, а также одиночные объемные сопротивления специальной конструкции. При росте размеров сопротивлений, обусловленном увеличением рабочих напряжений и средней мощности генератора, хорошее согласование низкоомных линий затруднено из-за влияния паразитной индуктивности этих сопротивлений.
В этом случае задача согласования низкоомной линии при передаче импульсного сигнала может быть решена способом, предложенным Б. М. Ковальчуком [50]. Импульс, подаваемый по низкоомной линии Л2 на диод Д разводится в т высокоомных линий (Л4—Л20) с волновым сопротивлением рв, определяемым из условия Рв=рн?Щ где рн — волновое сопротивление низкоомной линии Л2 (рис. 10.3). Каждая высокоомная линия согласуется сосредоточенным сопротивлением. Причем условие согласования облегчено (каждое сопротивление рассеивает в т раз меньшую мощность, пропускает в т раз меньший ток и может иметь большую индуктивность при условии получения той же амплитуды отраженного сигнала). Пусть линии Л4—Л20 по длине отличаются друг от друга на величину AZ. В этом случае отраженные сигналы от согласующих нагрузок R4—R20 приходят в Л2 со сдвигом во времени AZ = 2AZ/a, где и — скорость распространения сигнала.
Если длительность отраженного сигнала Hi в одной из согласующих линий то амплитуда отраженного импульса U2 в Л2 определяется коэффициентом преломления отраженного сигнала 1Д, распространяющегося из согласующей линии в Л2,
U2=UiKH=Ui/m.
176
Следовательно, если Ui~O,lUo, Uo — амплитуда падающей волны в согласующей линии, а т равно, например, 10, то амплитуда отраженных сигналов в Л2 не будет превышать 0,0 Шо.
Описание других типов генераторов наносекундных импульсов большого тока можно найти в обзоре [232].
10.3.	Лавинные разрядники и генерирование нано- и субнаносекундных импульсов тока
Рис. 10.4. Зависимость функции F от Егрр при различных Л =
Как было показано, при использовании обычных газовых искровых разрядников трудно получить импульсы тока с амплитудой, существенно большей 103 А, и длительностью короче 10 3 с. Основная причина этого заключается в том, что образующийся канал разряда . имеет большое собственное сопротивление и индуктивность. Для устранения канала и получения импульсов тока с длительностью t-ц вплоть до 10 10 с автором совместно с Б. М. Ковальчуком и В. В. Кремневым [31] предложено использовать одновременное развитие большого числа электронных лавин в газовом про
межутке. Если в какой-то момент у катода образовалось No электронов, то каждый из них начнет образовывать электронную лавину. Оцепим амплитуду импульса тока ia и длительность 1и при разряде емкости С на промежуток с лавинами Р (рис. 10.4). Если пренебречь индуктивностью L и активным сопротивлением R, то зависимость тока I от времени t будет описываться следующей системой уравнений:
(10.5)
12-343
177
1'Де а — коэффициент ударной ионизаций, v— скорость дрейфа электронов в лавине, d — длина искрового промежутка, е — заряд электрона, £0 и Е — начальная и изменяющаяся во времени напряженности поля в газовом промежутке в процессе формирования импульса. Из (10,5) следует, что
ra = aoOot/oC£(£o/p),	(10.6)
гДе сю и v0 — величины а и г? при Е=Е0; F(E0/p) —определяется из системы уравнений (10.5) при di/dt=O. Для воздуха зависимость F(Eo/p) приведена на рис. 10.4. Учет активного сопротивления контура R. ведет только к изменению функции F{Eo/p) (рис. 10.4). Если длительность импульса ta определить из условия сохранения заряда, то
^и= UoC/i:x = [aoVoF (Ео/р)]-4.	(10.7)
Величину Nq необходимо выбрать такой, чтобы ток достигал значения 1 = 1а еще до того, как в каждой из лавин число электронов составит N=Nltp^ 108 [24], при котором начинается образование стримера. При этом
N0^iad/eNKpv0.	(10.8)
Появление свободных электронов у катода обусловлено фотоэффектом на катоде или облучением прикатодной области быстрыми электронами.
Увеличение тока ia и уменьшение длительности ta возможно не беспредельно из-за геометрических размеров конденсатора. Если
{I— характерная длина пластины конденсатора), то предельно возможные величины ia и для конденсатора с круглыми пластинами диаметром D определятся из соотношений
1а = ие0СЕкО]/е,	£И = П]Л/4С,	(10.9)
где EK—Uol§ — напряженность поля в диэлектрике конденсатора; 6 — расстояние между пластинами.
Эксперименты показали, что для реализации лавинного разряда необходимо осуществлять импульсный заряд конденсатора С и иметь перенапряжение на газовом промежутке порядка двухкратного и более. При уменьшении перенапряжения образуются отдельные ка-178
налы разряда в промежутке, и длительность импульса увеличивается. Для устранения этого эффекта было предложено [31] один или оба электрода покрывать слоем диэлектрика с собственной емкостью СД^> С. При этом образование одного или нескольких каналов разряда не ведет к большой проводимости промежутка из-за малого тока смещения через диэлектрик. Эти каналы излучают фотоны, которые при фотоэффекте на катоде создают нужное число начальных электронов. При этом для осу-
Q
03^
б
Рис. 10.5. Конструкции генераторов тока:
a)	1, 5 — электроды; 2 — конденсатор (С = 6,2 • 10~9 Ф, £=700); 3 — воздушный зазор (6=3 мм, р=110 мм рт. ст.); 4 — поджигающий электрод; 6 — титанато-вая керамика для инициирования разряда; 7 — шунт; 8 — корпус;
б)	/ — электрод; 2 — конденсатор (С= 1,5-ЦН0 Ф, £=80); 3 — зазор (6=0,3 мм, р=760 мм рт. ст.); 4—поджигающий электрод; 5 — диэлектрический слой из керамики на поверхности электрода; 6 — обкладка конденсатора.
ществления лавинного разряда необходимо иметь хотя бы один свободный электрон. При большом перенапряжении этот же эффект имеет место из-за малой проводимости каналов [37]. Диэлектрический электрод позволяет, кроме того, устранить эрозию электродов и получить высокую частоту следования импульсов.
На рис. 10.5 представлены эскизы двух генераторов импульсов с ограничением (а) и без ограничения (б) величин £а и размерами конденсатора. При этом инициирующие электроны у катода создавались ультрафиолетовой подсветкой катода от разряда по поверхности керамики в анодной области. От генераторов на рис. 10.5,а был получен импульс с амплитудой 60 кА при 12*	179
длительности ~5- ГО-9 с, а на рис. 1'0.5,б — соответственно 3 кА и 0,2 нс. Визуальные наблюдения показывают, что во всех случаях лавинной коммутации светился весь объем промежутка и не было отдельных каналов разряда.
Рис, 10.6. Устройство лавинного газового коммутатора:
1— таблетка из ВаТЮз: 2, 3 — металлические электроды; 4 — серебряное покрытие; 5 — воздушный зазор.
10.4.	Генераторы с большой частотой следования импульсов тока
Используя разрядники с лавинной коммутацией автор совместно с Б. М. Ковальчуком {233] разработал генератор субнаносекундных импульсов с плавной регулировкой амплитуды и частотой следования до 104 Гц. Ввиду перспективности этого метода генерирования импульсов остановимся на работе такого генератора более подробно.
Устройство коммутирующего элемента, использованного в генераторе, схематически показано на рис. 10.6. Между пластинами 1 и 5 имеется -воздушная прослойка 5, которая образуется за счет того, что пластины соприкасаются по местам микровыступов на поверхностях керамики и металла. Сред-няя высота зазора между элементами 1 и 2 опреде
ляется степенью обработки поверхностей и обычно находится в пределах 10—30 мкм.
При приложении к электродам импульсного напряжения в точках касания по поверхности керамики развивается разряд, свет которого вызывает появление у катода электронов, инициирующих лавинный разряд в воздушном зазоре между керамикой 1 и металлическим электродом 3. Для увеличения запаздывания пробоя и увеличения тем самым напряженности поля в газовом зазоре на пластине 3 поддерживается положительный потенциал.
Схема генератора приведена на рис. 10.7. Подмодулятор вырабатывает импульсы зарядного напряжения с амплитудой до 2 кВ, длительностью фронта ~50 нс. Использование дросселя с ферритом Др позволяет уве-180
личить скорость нарастания напряжения на емкости С и коммутаторе К. После срабатывания коммутатора в контуре С, К, Д, R формируется импульс тока. Сопротивление Д = 0,25 Ом является измерительным шунтом, Д—исследуемая нагрузка.
Рис. 10.7. Схема импульсного субнаносекундного генератора с лавинным-газовым коммутатором.
На рис. 10.8 приведена серия осциллограмм импульсов тока при разных напряжениях на коммутаторе и соответствующая зависимость амплитуды тока от величин напряжения на коммутаторе [233]. Пологий подъем перед фронтом импульса обусловлен током через про-
Рис, 10.8. Осциллограммы импульсов тока с длительностью на полувысоте импульса 0,6 не при разных напряжениях на коммутаторе (а) и соответствующая им зависимость амплитуды тока от амплитуды зарядного напряжения (б).
ходную емкость коммутатора и током поверхностного разряда в точках касания металла с керамикой до момента возникновения лавинного процесса в микрозазорах. Амплитуда исследуемого тока может быть умень-181
шена применением керамики с торцом, обработанным более крупным порошком. Кроме того, можно шунтировать нагрузку индуктивностью, поскольку скорости изменение тока во время импульса и перед ним существенно отличаются.
Форма импульса тока мало зависит от напряжения на коммутаторе. Это объясняется, очевидно, ограничением скорости нарастания тока, индуктивностью контура. Длительность импульса тока на уровне половины амплитуды 0,6 нс. Частота следования импульсов генератора регулируется изменением частоты запускающих импуль-
Рие. 10.9. Схема генератора наносекундных импульсов тока большой амплитуды.
сов. Максимальная, частота следования определяется максимальной частотой срабатывания тиратрона подмо-дулятора. Возможна работа на частотах до 3- 104 Гц при амплитуде импульса тока до 500 А и до 104 Гц при токах ~103 А. Исследование работы генератора, питаемого от схемы с двумя тиратронами, которые запускаются сдвинутыми во времени импульсами, показало, что возможно формирование двух импульсов с интервалом между ними до 1 мкс.
Разброс во времени появления на нагрузке импульса тока относительно момента подачи пускового импульса составляет ~0,3 нс и обусловлен временным разбросом момента запуска тиратрона подмодулятора.
Б. М. Ковальчук [234] разработал генератор иаиосе-кундцых импульсов тока, который работает с частотой следования импульсов до 7 кГц (рис. 10.9). Импульс формируется при разряде линии Л1 на нагрузку, включающую полупроводниковый лазерный диод Д и сопротивление R. Заряд- линии Л1 осуществляется импульсно при разряде емкости С на тиратрон Т. При достижении 182
максимального напряжения на линии Производится запуск коммутирующего разрядника. Импульс на запуск формируется при помощи того же тиратрона и емкости С1. Задержка этого импульса на время зарядки линии обеспечивается линией Л2. Применение ферритового дросселя Др в цепи заряда необходимо для укорочения фронта зарядного импульса и развязки генератора от зарядной цепи с тиратроном после срабатывания разрядника.
Накопительная линия Л1 (р = 3 Ом) выполнена в'виде цилиндров из керамики на основе двуокиси титана (е~80). Линия состоит из отдельных элементов, снабженных разъемами (рис. 10.10). Меняя их число, можно регулировать длительность импульса. Зазор коммути
рующего разрядника, в котором осуществляется быст
рая коммутация тока, образован электродами 3 и 5. Электрод 3 молибденовый, а электрод 5 выполнен из молибденовой фольги, имеет ряд отверстий на всей площади под электродом 3, Между пусковым электродом 7 и электродом 5 устанавливается таблетка из BaTiO3, в которую со стороны электрода 7 вожжено серебро. Из-за высокой диэлектрической проницаемости таблетки 6 все пусковое напряжение прикладывается к микрозазорам между неметаллизи-рованным торцом таблетки и электродом 5 и вызывает их пробой. Излучение от ми-кроразрядов попадает в основной зазор через отверстия
Рис. 10.10. Конструкция генератора импульсов, схема которого приведена на рис. ГО.9 (а) и конструкция разрядника этого генератора (6):
1—участок линии Л1 (см. рис. 10.9); 2 —разъемы; 3, 5 — электроды коммутатора; 4—контакты; 6 — таблетка из ВаТЮз; 7— пусковой электрод; 8 — диод; 9, U — контакты; /(7 — сопротивление R\ /2 — изолирующая щель.
183
8 электроде 5 и инициирует срабатывание коммутатора. Это позволяет при напряжении 1 кВ иметь стабильность запуска коммутатора ,±0,5 нс. Регулировка амплитуды тока в генераторе осуществляется изменением зарядного напряжения в пределах 2—8 кВ и давления азота в коммутаторе б пределах 1—5 атм. При амплитуде импульса тока около 1 кА, длительность импульса 7 нс генератор работает при частоте до 7 кГц. Длительность фронта импульса —0,5 нс.
10.5.	Генератор тока с коммутатором, использующим скользящий разряд
Ранее (см. § 3.6) было показано, что при развитии скользящего разряда по поверхности диэлектрика с большим е плазма, движущаяся от острНя к периферии диэлектрика, служит пластиной емкости, величина которой меняется во времени. Авторами работы (51] было предложено использовать такое устройство для быстрой
Рис. 10.11. Схема генератора импульсов тока, использующего скользящий разряд по поверхности диэлектрика:
/—плагина из керамики; 2 — острийнР'е электроды; 3— металлическая Пленка на керамике; 4 — сопротивление нагрузки; 5—накопительная емкость.
коммутации больших токов. Амплитуда импульса тока при разряде емкости, заряженной предварительно дона-пряжения Uo, определяется из формулы, если пренебречь
влиянием сопротивления нагрузки,
‘ ia^'ie&ovPo,	(10.10)
где v — скорость движения плазмы От острия к периферии; е0= 1/36л• 109; е—относительная диэлектрическая проницаемость керамики. Такой коммутатор позволяет использовать параллельную работу многих таких разрядников для коммутации больших токов. Так как это устройство работает в режиме, импульсного заряда, то необходимо, чтобы коммутация началась не сразу после приложения напряжения, а к момейТу достижения его максимума. Для этого необходимо Увеличивать время задержки появления разряда, несколько удаляя электроды от 'поверхности керамики. Для запуска коммутатора можно использовать один или Несколько электродов, касающихся диэлектрика, на Которые в нужный момент подается пусковой импульс Дп (рис. 10.11).
184
Если число электродов в таком нелинейном конденсаторе и, то ток fa=4^eC7onu, а длительность импульса можно найти, как /ia или 1и=С/4еоЕМ,
Из этих формул следует, что для получения /а=1 кА, /я = 4 нс при использовании таблетки из титаната бария (8^1 500) необходимо иметь при U$= 10 кВ и давлении воздуха р = 760 мм рт. ст., С=0,4 нФ около 60 электродов, если принять v = 3 • 106 см/с.
10.6.	Импульсные наносекундные трансформаторы тока
Для увеличения амплитуды импульса тока в принципе можно применять наносекундные импульсные трансформаторы напряжения, заменив вход на выход и наоборот.
Известны конструкции понижающего воздушного трансформатора, в котором в качестве обмоток используются витки коаксиальных кабелей. Аналогичный принцип используется в трансформаторах, предназначенных для получения импульсов напряжения, где в качестве обмоток применяются жила и проводящая оболочка кабеля, что позволяет улучшить частотную характеристику трансформатора [235, 236].
В [237] описан трансформатор для повышения тока, в котором используется спиральная намотка коаксиального кабеля (рис. 10.12). На каждом витке спирали проводящая оболочка кабеля срезана на небольшой длине. Сре-зы располагаются друг над дру-	|
гом, а их края соединены ши- Т-------Г _____
нами с нагрузкой. Кабель че-	ш
рез коммутатор К подключает-ся к батарее конденсаторов С?
При разряде конденсаторов	=
ток протекает по жиле кабеля, через концевые участки обо-	rfp*—-—
лочки, сборные шины и нагруз- «L
Рис. 10.12. Трансформатор импульсов тока со спиральной намоткой коаксиального кабеля:
1,2 — внутренний и внешний проводники кабеля; 3 — уборные щи^ы; 4 — срез оболочки кабеля,
д' нагрузке
185
Рис. 10.13. Трансформатор импульсов тока с последовательным соединением линий ва йходе и параллельным иа Лходе.
ку. В оболочке виАов наводится э.д. с., вследствие чего через нагрузку протекает суммарный ток всех витков. Трансформатор тоКа по такой схеме был сделан на кольце феррита Ф-200Й Вторичной обмоткой является экран, надетый на провоД первичной обмотки, причем все эти витки экрана разомкнуты, включены параллельно и подключены к нагрузке. С таким трансформатором был изготовлен генератор импульсов тока, обеспечивающий коэффициент трансформации 20, фронт импульса 4 нс, амплитуду 150 А и длительность импульса 3-10-8 с.
При получении импульсов с фронтом около Ю-9 с удобно использовать в качестве трансформатора систему
из длинных линий? соединенных на входе последовательно, а на выходе параллельно £238]. Вход и выход трансформатора согласовывается импедансами гвх = «р и 2вых = р/«, где р-^Волновое сопротивление линий трансформатора, п — чЛло линий (рис. 10.13).
Напряжение иа выходе согласованного трансформатора (гн=р/«) определяется соотношением

th (у/2) th (лу/2)
]Г* Jr
(10.11)
где
<Р = 1П [1 -фО,5г/го -ф /(z/z0)( 1 -ф O,25z/zo)],
z— импеданс одн°й линии с учетом подводящего проводника, г0 — имйеданс оболочки одной линии, Uo — зарядное напряжений линии.
Формула (Ю.И) получена при отсутствии соединения входа трансформатора непосредственно с землей. Эта связь осуществляйся только по оболочкам или внутри линий. .Коэффициент трансформации по току определяется из формул^!
т = 2/г217вых/[У().
(10.12)

Из (10.11), (10.12) следует, что коэффициент трансформации нельзя увеличивать беспредельно, увеличивая число линий. Предел определяется из (10.11) и (10.12) при н = ос: moo = 2(z/p)cth(cp/2). Оптимальное число линий в трансформаторе «опт, выше которого коэффициент трансформации почти не растет, для 2<у z^zsCl ООО определяется из простого соотношения; Иопт~ 4,3(zo/z)1/2.
Обычно для улучшения частотных характеристик трансформатора и повышения его коэффициента трансформации (который в идеальном случае равен п) доби-
ваются существенного увеличения импеданса z0, надевая на оболочки ферритовые кольца. Поведение импеданса 20 в этом случае зависит от начальной намагниченности, числа витков, сечения кольца, марки феррита и параметров z и р. Поэтому анализ схемы замещения трансформатора с ферритами затруднителен. Приближенный анализ трансформатора с ферритами для линейного и резко нелинейного характера z0 рассмотрен в [238].
Эскиз трансформатора импульсов тока, удобного для использования с тиристорными либо с другими низкоомными коммутаторами, приведен на рис.. 10.14. Трансформатор выполнен в виде ферритового блока с отверстиями, в которые вставлены линии. Они выполнены из трубок двуокиси титана с серебром, вожжен-ным во внутреннюю и внешнюю поверхности. Волновое сопротивление линий составляло 1 Ом. На входе линии трансформатора соединены последо-
Рис. 10.14. Конструкция трансформатора тока с входным сопротивлением 5 Ом и выходным 0,2 Ом: / — ферритовый блок; 2 — линии; 3 — перемычки на входе; 4 — выходные шины; 5 — зажим; 6—винт; 7—нагрузка.
1S7
вйтельно Перемычками, а на выходе — параллельно Шинами. Был изготовлен трансформатор этого типа с входным 6 Ом и выходным 17 Ом сопротивлениями.
Глава 11
ГЕНЕРИРОВАНИЕ НАНОСЕКУНДНЫХ ИМПУЛЬСОВ СВЕРХБОЛЬШИХ ТОКОВ
11.1.	Введение
В связи с развитием методов генерирования мощных электронных пучков появилась потребность в разработке генераторов импульсов токае длительностью 10~8—КС'7с и амплитудой до 106 А. При этом в качестве накопительного устройства используются полосковые низкоомные линии. Если генератор с накопительной полосковой линией работает на согласованную нагрузку, то ток в таком генераторе определится из соотношения г = А0/2р. Волновое сопротивление
р —377 а)ЬУг,	(П-1)
где b — ширина полосы, а — расстояние между полосами (причем предполагается, что а<^Ь). Следовательно, ток, даваемый генератором с полосковой линией, отнесенный к ширине полосы, можно записать следующим образом:
ilb=\,32-lQ-3ysE,
(11.2)
где Е — напряженность электрического поля в изоляции линии. Для коаксиальной линии удельный ток равен
гЯ = 4,15.10-=ДЛ®Е,
(11.3)
где di — диаметр внутреннего проводника; Е — напряженность поля на его поверхности. Из (П-1) и (11-2) следует, что наибольший возможный ток, получаемый в линии, будет определяться диэлектрической проницаемостью изоляции, ее электрической прочностью и поперечными размерами линий.
188
Для получения большого тока ‘ необходимо использб-вать диэлектрики с большой величиной произведения £"j/s. Хорошими диэлектрическими свойствами обладает вода при соответствующей ее обработке. Способы очистки воды, такие как деионизация ионообменными смолами, фильтрование и дегазация, хорошо разработаны в технике водоочистки тепловых и атомных электростанций, в полупроводниковой промышленности и т. д. По величине удельной накопленной энергии вода превосходит все диэлектрики и сравнима с майларом. Вода восстанавливает электрическую прочность после пробоя и обеспечивает большую крутизну роста тока при разряде, что позволяет использовать водяные разрядники в качестве коммутаторов и обострителей в импульсных схемах.
11.2.	Вода как диэлектрик в накопительных устройствах
Основной проблемой при использовании воды как диэлектрика является ее большая проводимость, которая способствует быстрой саморазрядке конденсаторов, заполненных водой. Нетрудно показать, что постоянная _ времени саморазрядки определится из формулы
гс —ер/4л9 -1011,	(11.4)
где р — удельное сопротивление воды, Ом-см. Для того чтобы зарядить накопитель, заполненный водой, необходимо, чтобы время его заряда было много меньше тс. Если р = 106 Ом-см, то время заряда должно быть порядка ~10-6 с, а при р= 105 соответственно ~10-7 с.
г Эксперименты по исследованию воды как диэлектри-; ка при воздействии импульсов с коротким фронтом 	(~15 нс) [139] показали, что электрическая прочность
обычной воды не ниже прочности чистого трансформаторного масла и растет с уменьшением длины промежутка ((/<1 мм), оставаясь в пределах 2- 106—3-Ю6 В/см. Аналогичные характеристики воды были отмечены и в других работах (рис. 11.1) [240, 242].
Исследования электрической прочности воды в неоднородных [239] и однородных [240—242] полях показали д высокую скорость увеличения прочности ЕПр при уменьшении длительности импульса (рис. 11.2). Например, электрическая прочность воды в однородном поле при
J 89
/д=10-8 с и t/==0,3 см составляет 2-106 В/см [242], а при /и=3 мкс и d=l см, Ещ,—-3  105 В/см [241].
Для жидкостей, в том числе и для воды, характерна сильная зависимость электрической прочности от степени неоднородности поля на электродах (острые кромки,
Рис. 11.1. Зависимость электрической прочности воды от длины промежутка в однородном поле (1), в поле электродов положительная игла — отрицательная плоскость (2) и отрицательная игла — положительная плоскость (3) при длительности импульса 1И = 10 нс:
Л — данные [139]; А —данные [240]; О — данные [242].
микровыступы и т. д.). При этом в асимметричных резко неоднородных полях наблюдается аномально большой эффект полярности.. При длительностях импульсов более 1 мкс превышение пробивного напряжения при отрицательном острие над напряжением при положительном составляет ^4	[243],
уменьшаясь до ~1,5 при
пр, МВ/см
Рис. 11.2. Зависимость электрической прочности воды от длительности импульса в однородном . _____поле при 3 = 0,5 см:
/) р-2 По» OaF-Am;"2) р=3 • 10® Ом • см [241].
/И=Ю~8 с [242]. Зависимость электрической прочности воды ЕПр от длительности импульса tIt и величины d описывается кривой типа d~ldE ^/3 = = const [251]. Электрическая прочность воды уменьшается в два раза с увеличением площади электродов от 0,1 до 1 000 см2 [251] при прочих равных условиях.
Экспериментально установлена слабая зависимость электрической
190
прочности воды от ее удельного сопротивления [241, 244]. Оптимальная величина сопротивления воды должна выбираться, исходя из условия допустимого времени саморазряда водяного конденсатора тс-Электрическая прочность воды может быть повышена увеличением гидростатического давления [241, 245]. Например, при увеличении давления до 150 атм электрическая прочность при длительности импульса /я>10-6 с возрастает в полтора-два раза. При уменьшении ^влияние давления на £||р воды несущественно. Установка барьеров из диэлектриков с малым 8 в неоднородных полях вызывает несущественное увеличение пробивного напряжения (~'10°/о), а в слабо неоднородных полях даже уменьшение его. Напряжение перекрытия твердого диэлектрика в воде немногим меньше пробивного напряжения самой воды, причем оно не зависит от удельной поверхностной емкости диэлектрика и его поверхностных свойств. При определении времени саморазряда т0 необходимо иметь в виду, что диэлектрическая проницаемость е не зависит от напряженности поля и частоты (вплоть до 5-Ю9 Гц) [246], а электропроводность воды значительно возрастает с увеличением напряженности поля [247].
Весь комплекс разрядных явлений в воде зависит от длительности импульса и длины промежутка. При ми-кросекундных экспозициях напряжения разряд в дистиллированной воде в неоднородных полях представляет собой лидерный процесс, имеющий феноменологическое сходство с лидером в воздухе [248, 249, 250]. В однородном поле разряд формируется на аноде и развивается к катоду в виде плазменного образования со скоростью —107 см/с.
В зависимости от плотности энергии, выделяемой в промежутке, пробой воды может происходить либо вследствие развития электронных процессов в самой жидкости, либо в газопаровых пузырях, образующихся вследствие вскипания и электролиза воды [250].
Для поддержания необходимой величины удельного сопротивления воды требуется ее постоянная очистка. Например, методика очистки воды, разработанная в ИЯФ СО АН СССР, включает в себя следующие этапы: фильтрование металлокерамическими фильтрами, обессоливание с помощью ионообменных смол и дегазация воды распылением ее в вакууме. Удельное сопротин-
Ю1
ление воды можно существенно снизить, если использовать ее быстрый заряд. Например, если заряжать водяной накопитель за время 5>10~7 с, то сопротивление воды может составлять р~5-105 Ом-см, что соответствует обычной дистиллированной воде. Для быстрого заряда нужны специальные малоиндуктивные мощные импульсные источники, разработка которых представляет трудную задачу.
11.3.	Коммутаторы наносекундных генераторов сверхбольших токов
Одной из важнейших характеристик разрядника является время коммутации, которое определяет длительность фронта импульса. На время коммутации разрядников, включающих большие токи, влияет как активное сопротивление искрового канала, так и его индуктивность. Суммарное время коммутации можно приближенно оценивать по формуле
(11.5)
Величина tR связана с изменением активного сопротивления коммутатора и в случае расширяющегося искрового канала в газе определяется по формуле (1.22). Величина tL, определяемая по максимальной крутизне экспоненты, находится из выражения
tL — L!z,	(11.6)
где z — общий импеданс генератора; L — индуктивность канала разряда, которая может быть определена из выражения для индуктивности провода длиной d и радиусом а, присоединенного к диску-радиусом Ь.
L = 2d\nb/a [нГ].	(11.7)
Так как bа, то L слабо зависит от а. Из (11.6) и (11.7) следует, что время tL тем больше, чем меньше импеданс генератора z и больше длина искрового промежутка d.
Так как импульсные генераторы работают при высоком напряжении U (сотни киловольт и более), то d~:U/p. Следовательно, время tL будет расти с увеличением рабочего напряжения генератора, уменьшением импеданса и уменьшаться с ростом давления газа. О влиянии импеданса z на составляющие tR и tR свидетельствуют данные Мартина [251]. Так, при /7=5 см, 17=100 кВ, р=\ атм для z= 100 Ом, нс, /«—6 нс, 192
а для z—\ Ом, ^=100 нс, fe=30 нс. Из сказанного выше следует, что в генераторах импульсов тока для уменьшения времени коммутации tK необходимо уменьшать индуктивность L искры. Наиболее радикальным способом уменьшения tL является использование многоканальных разрядников.
Зажечь много каналов в коммутаторе можно только в том случае, если время их зажигания много меньше времени коммутации tK. Если это условие не соблюдается, то один образовавшийся канал приведет к уменьшению напряжения на электродах, что сделает невозможным образование остальных каналов. Весьма малые времена запаздывания имеют разрядники в сжатом газе, разработанные Ю. Е. Нестерихиным и его сотрудниками [252, 253]. Время запаздывания срабатывания таких разрядников составляет ~10-8 с вследствие того, что перенапряжение на нем обусловлено импульсом поджига на промежуточном электроде с фронтом 5 нс и амплитудой напряжения, сравнимой с зарядным. Использование такой системы поджига позволило разработать генератор с коммутатором из пяти параллельных искровых разрядников. При использовании полосковой линии с волновым сопротивлением менее 1 Ом такой генератор позволял получать токи до 105 А.
Большой интерес представляют разрядники в сжатом газе с инициированием по принципу «искажения поля» [255]. Инициирование разряда в них осуществляется путем подачи поджигающего импульса напряжения на электрод, профиль которого совпадает с эквипотенциальными линиями поля между основными электродами. Высокая стабильность запуска такого разрядника обусловлена тем, что острые края поджигающего электрода благодаря автоэмиссии создают инициирующие электроны, что исключает необходимость облучения межэлектродного промежутка. Поджигающим электродом обычно является край пластины (рис. 11.3) или пластина с отверстием, диаметр которого сравним с межэлектродным расстоянием. Разрядники этого типа коммутировали токи до 200 кА при рабочем напряжении до 100 кВ. На рис. 11.3 показана конструкция четырехканальпого разрядника, а также схема цепей управления им [256]. Между электродами / и 3 установлены управляющие электроды, которые находятся под потенциалом U2= = U1/2, и размещены на поверхности, совпадающей 13-343	193
с соответствующей эквипотенциалью. При срабатывании пускового разрядника происходит смена знака потенциала электродов 2, что вызывает пробой промежутка между электродами 1 и 2, а затем 2 и 3. Четырехканальный разрядник при напряжении 50 кВ имел точность включения ±2 нс и коммутировал ток до 100 кА.
В работе [257] сообщается об импульсном генераторе, в котором для получения импульса тока с амплитудой более 600 кА на нагрузке 1,5 Ом используется четыре параллельно включенных газонаполненных тригатрона.
Рис. 11.3. Схема разрядника и его цепей управления:
1, 3 — основные электроды; 2 — управляющие электроды; 4 — корпус.
Рабочее напряжение тригатрона составляло 2- 106 В. Для их запуска используется генератор поджигающих импульсов с амплитудой до 80 кВ, встроенный во внутреннюю трубу коаксиальной линии, соединяющей коммутатор с нагрузкой. Тригатроны заполнялись элегазом (SF6) при давлении 13 атм и имели разброс в срабатывании порядка нескольких наносекунд. Следует отметить, что от сложной системы запуска тригатронов и изоляции этой системы, рассчитанной на полное импульсное напряжение, можно было избавиться, использовав двойную формирующую линию вместо простой коаксиальной.
Так как одним из основных требований при разработке многоканальных разрядников является малое время запуска разрядников, в последнее время ведутся интенсивные исследования по быстрому запуску мощных мегавольтных разрядников. Одним из возможных вари-194
антов таких разрядников являются разрядники с лазерным запуском, обладающие некоторыми уникальными свойствами, которые определяют их применение. Основное преимущество лазерного разрядника — полная электрическая изоляция схемы запуска и высоковольтного источника. Другим преимуществом лазерного запуска звляется широкий диапазон напряжений, в пределах которого может срабатывать разрядник по сравнению с диапазоном напряжений, например, тригатрона. Причина этого заключается в том, что в зазоре, коммутируе-
Рис. 11.4. Разрядник с лазерным запуском:
/ — высоковольтный электрод; 2 — фокусирующая линза; 3 — корпус разрядника; 4 — нагрузка из сульфата меди; 5 — коаксиальная передающая линия.
мом с помощью лазера, создается предварительная пони-зация вдоль всей оси зазора, что обеспечивает более направленное распространение канала в зазоре. При работе тригатрона, напротив, ионизируется только небольшая зона около острия.
В работе [259] описана серия экспериментов с лазерным запуском одно- и двухканальных мегавольтных коммутаторов. На рис. 11.4 показан узел коаксиальной передающей 90-омной линии с согласованной нагрузкой из сульфата меди. Напряжение на высоковольтном электроде 4 МВ. Лазерный луч входит с правой стороны системы и проходя через герметичное окно, фокусируется на поверхности высоковольтного электрода. Мощность сфокусированного лазерного луча составляет 164 ГВт/см2. Поместив на пути луча оптический делитель, можно направить луч по двум направлениям, обеспечив тем самым создание двух параллельных разрядных каналов в зазоре. Наилучшие результаты по запуску разрядника 13*	19ь
были получены для зазора 11 см при давлении 21 атм и следующем составе газовой смеси: 50% аргона, 40% азота и 10% элегаза. При этом средняя величина времени задержки срабатывания при напряжении 3,05 МВ (94% от напряжения самопробоя) составляла 10 нс при величине пульсации ±1 нс. Если время задержки меньше длительности лазерного импульса, то плотность мощности луча лазера на мишени не влияет на задержку включения. В противном случае при уменьшении плотности мощности на мишени от 164 ГВт/см2 до 65 ГВт/см2 время задержки увеличивается с 10 ±2 нс до 18±7 нс для семисантиметрового зазора при Е1р=Ч& В/см-мм рт. ст. и Напряжении пробоя, равном 83% от напряжения самопробоя.
В [46] показана возможность запускать искровой разрядник с наносекундной точностью при помощи пучка быстрых электронов. Последующие эксперименты в этом направлении показали, что при заполнении разрядника смесью 20%! SF'e+80%! N2 с суммарным давлением 8,5 атм при импульсном зарядном напряжении линии до 2-10е В было получено время запаздывания 34±2,5 нс. Пучок электронов с энергией 160 кэВ имел длительность 5 нс и ток 70 А.
Следует отметить, что вероятность зажигания большого числа каналов в промежутке возрастает с уменьшением внутреннего сопротивления генератора и ростом тока. Из-за увеличения времени коммутации с ростом тока требования к уменьшению задержки появления каналов уменьшаются. Если какой-то канал появляется раньше, то он облегчает появление других каналов из-за ультрафиолетового излучения из него. В этих условиях зажечь много каналов тем легче, чем больше перенапряжение на промежутке. Последнее тем больше, чем больше крутизна фронта импульса, прикладываемого к промежутку.
Для уменьшения индуктивности канала разряда и уменьшения времени коммутации при коммутации больших токов используются жидкостные и твердотельные разрядники. Разряд в трансформаторном масле в обостряющих разрядниках использовался еще в первых экспериментах Герца по получению коротких волн, а затем в работе Буравого для получения импульсов с крутым фронтом. Разрядники с трансформаторным маслом применялись в работах [139, 258 и др.]. В [276] исследо-196
кВ можно зажигать до
Рис. 11.5. Управляемый жидкостный разрядник: 1,2 — основные электроды, (1 — катод); 3— поджигающий электрод; 4— газовый разрядник.
ван пробой промежутка с трансформаторным маслом при фокусировании в нем мощного лазерного излучения и показана возможность его запуска с наносекундной точностью.
Разрядники, заполненные водой, можно использовать в качестве обострителей в сильноточных импульсных генераторах или коммутаторах при импульсной зарядке накопителей ,[139, 260—262]. В работе [262] показано, что в воде при напряжении до 250 трех каналов с разбросом времени менее 2-10~7 с. Для этого необходимо на катоде делать выступы для увеличения на них электрического поля.
Перспективными являются жидкостные разрядники с управляющим газовым промежутком |[251]. Схема такого разрядника изображена на рис. 11.5. Если используется импульсный заряд накопительной пинии, то за счет перераспределения напряжения из-за наличия собственных емкостей разрядника срабатывает газовый разрядник4. Это приводит к пробою промежутка между
электродами 2 и 3, а затем и между основными электродами 1 и 2. При параллельной работе нескольких таких разрядников необходимо в газовый разрядник 4 подавать пусковой импульс. Для разрядников с водяным наполнением в [251] рекомендуется использовать соотношение между длинами промежутков 1—3 и 3—2, как 7:1.
В мощных импульсных генераторах с высокой скоростью роста разрядного тока часто применяются коммутаторы с разрядом в твердом диэлектрике, имеющие ряд достоинств. Благодаря высокой электрической прочности твердых диэлектриков (майлар, полиэтилен и др.) разрядный промежуток может быть очень коротким и индуктивность разрядного контура весьма малой, что позволяет получать импульсы тока и напряжения сочень крутым фронтом при коммутируемых токах в сотни тысяч и миллионы ампер. Время запаздывания пробоя твердых диэлектриков с ростом перенапряжения |3 быстро1
197
уменьшается и при р~ 1,2—1,5 составляет единицы наносекунд [263].
Первые твердотельные разрядники для получения ми-кросекундных импульсов тока с амплитудой до 106 А были разработаны В. С. Комельковым и Г. Н. Аретовым [267]. На возможность использования твердотельных разрядников в генераторах мощных наносекундных импульсов, по-видимому, впервые было обращено внимание автором [15] после измерений времени коммутации при пробое ряда твердых диэлектриков.
Запуск твердотельных разрядников можно осуществлять, разрушая диэлектрик, расположенный между электродами разрядника. В простейшем случае для разрушения изоляции и замыкания электродов применяют электродинамический молоток, приводимый в движение импульсным магнитным полем [264]. Такой разрядник имеет весьма малое активное сопротивление (~Ю~60м) определяемое сопротивлением металлического стерженька, замыкающего электроды. Однако время срабатывания разрядника составляет в лучшем случае десятки микросекунд, что существенно ограничивает область их применения.
Несколько лучшим быстродействием обладают раз-' рядники, в которых диэлектрик разрушают при помощи взрыва небольшого заряда взрывчатого вещества [333], либо взрывающейся проволочки [267, 268] и фольги [269, 270]. При использовании взрывающейся проволочки пробой происходит по трещинам в диэлектрике, образовавшимся под действием ударной волны. Разрядники с использованием взрывчатого вещества имеют несколько меньшее сопротивление, так как замыкание электродов производится струей металла, образующейся при взрыве. Время срабатывания «взрывных» коммутаторов составляет единицы микросекунд. В работах [271, 272] описаны разрядники, в которых для разрушения диэлектрика используется газокинетическое и магнитное давление с помощью искры, образующейся между расположенными внутри разрядника двумя вспомогательными фольгами, разделенными диэлектриком с отверстием, в котором происходит инициирующий разряд. Для поджига такого разрядника используются мощные батареи конденсаторов, а ток поджига составляет сотни килоампер.
198
Гораздо лучшим быстродействием обладают твердотельные коммутаторы, управляемые по принципу трехэлектродного разрядника [128, 274]. В таком разряднике запускающий высоковольтный импульс подается на вспомогательный электрод, расположенный между основными. Однако при таком способе запуска работа твердотельного разрядника весьма нестабильна, так как пробой происходит в местах различных инородных включений, всегда присутствующих в промышленных диэлектриках. Для устранения статистического влияния этих включений Мартином [128] предложено стабилизировать пробивное напряжение созданием в диэлектрике искусственных неоднородностей. Эти неоднородности могут быть созданы различными способами, например, вдавливанием в поверхность диэлектрика маленьких металлических шариков или тонких проволочек. В таком разряднике с помощью нагретых тонких иголочек, вдавливаемых в диэлектрик, создавались глухие каналы, по которым развивался разряд. Как показали исследования, проведенные Мартином, один такой канал способен пропускать ограниченный ток, а нестабильность пробивного напряжения по одному каналу составляет ~6%. В связи с этим в диэлектрике делалось большое количество каналов — не менее 30. Нестабильность пробивного напряжения в этом случае не превышала ~2%. Увеличение числа каналов также существенно уменьшает индуктивность разрядного контура и позволяет значительно увеличить крутизну фронта формируемого импульса. Одновременность образования большого числа каналов зависит от крутизны фронта прикладываемого к разряднику импульса напряжения. Было обнаружено, что при подаче на диэлектрик импульса напряжения с нарастанием	В/с образовывался только
один канал. Для одновременного пробоя всех каналов на диэлектрик необходимо подавать импульсы с крутизной фронта dU/dt,1012 В/с.
Одна из возможных схем включения твердотельных коммутаторов приведена на рис. 11.6. Здесь показано сечение двух основных (крайние) и одной вспомогательной (в центре) линий, образованных металлическими (медными) пластинами 1 и 2 (Г и 2'). Накопительные линии расположены перпендикулярно плоскости чертежа. Они имеют на конце электроды 3, 4, которые вместе со средним электродом 5 образуют разрядник. Между
199
электродами разрядников помещены листы диэлектрика 6 и 7 с искусственными неоднородностями — глухими отверстиями, причем во вспомогательном разряднике лист 7', расположенный между заземленным, и средним электродом, не имеет отверстий, а отверстия в листе 6' несколько глубже отверстий в листах 6 основных разрядников.
Индуктивность соединительных проводов 8 подобрана таким образом, что при заряде пластин 1 и Г импульсом напряжения с фронтом /ф——10—6 с сопротивление этих проводов незначительно. После пробоя листа 6
Рис. 11.6. Схема включения управляемого твердотельного коммутатора:
I и HI — основные накопительные линии; // — пусковая линия.
все зарядное напряжение прикладывается к среднему электроду 5' и через проводники 9—-к средним электродам 5 двух основных разрядников (при этом напряжение на пластинах 1 не уменьшается, так как пробой листа 6' происходит за время /<Д10“'9 с, а при такой скорости изменения напряжения индуктивное сопротивление проводников 8 велико). Листы 7 пробиваются полным зарядным напряжением, при этом средние электроды принимают потенциал земли. В результате листы 6 оказываются под полным зарядным напряжением и пробиваются. Полное срабатывание разрядников происходит за время / —10-9 с. В работе [275] для инициирования пробоя в твердом диэлектрике толщиной 40—200 мкм (полиэтилен, лавсан, тефлон) использован луч рубинового лазера мощностью 20 мВт и длительностью излучения 20 нс. Время запаздывания пробоя такого разряд-200
пика при напряжениях 15—20 кВ составляет десятки наносекунд.
В литературе описано много различных типов нано-секундных генераторов сверхбольших импульсов тока. Шеррер [272] впервые показал возможность применения воды в качестве диэлектрика накопителя в генераторе больших токов для экспериментов со взрывающейся проволочкой. Ю. Н. Нестерихин и его сотрудники [252] разработали несколько генераторов с использованием водяных накопителей для быстрого нагрева плазмы. Описание других типов генераторов тока дано в [254, 262, 278—280]. Об устройстве некоторых из них мы сообщим В § 12.6.
Глава 12
ГЕНЕРИРОВАНИЕ МОЩНЫХ НАНОСЕКУНДНЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ
12.1.	Введение
Одним из наиболее значительных применений техники мощных наносекундных импульсов являются генераторы мощных наносекундных электронных пучков. Энергия электронов таких пучков составляет (1 —10)X Х10в эВ, ток 104—106 А, длительность 10~8—10~7 с. Такие пучки необходимы для экспериментов по коллективным методам ускорения заряженных частиц, для получения мощных рентгеновских лучей, для экспериментов по нагреву плазх л и т. д.
История разработки генераторов таких пучков тесно связана с развитием техники генерирования мощных импульсов рентгеновских лучей и мощных наносекундных импульсов высокого напряжения. Обзор работ по методам генерирования импульсов рентгеновских лучей дан в [282, 283, 285], а наносекундных высоковольтных импульсов —в [5, 6]. Первая работа по генерированию мощных наносекундных рентгеновских импульсов была выполнена Денхольмом [286]. Первые сообщения о разработке генераторов электронных пучков появилисьвпа-
201
чале в работах [86, 167, 173, 287, 288], азатем в [168,289, 290, 291, 293, 296 и др.].
Рассмотрим работу генератора электронных пучков (рис. 12.1). От источника высокого напряжения 5 заряжается накопительное устройство 3 до напряжения, равного напряжению этого источника. После этого осуще-
Рис. 12,1. Принципиальная схема генератора электронных пучков:
I — диод; 2— камера для фокусировки пучка; 3— накопительная коаксиальная двойная линия; 4 — коммутатор; 5 — ввод высокого зарядного напряжения; 6 — фольга для вывода пучка; 7—мишень; 3 — ввод радиации для пробоя разрядника.
ствляется электрический пробой промежутка в коммутаторе 4. При этом происходит разряд накопителя через коммутатор, вследствие чего к диоду ускорителя будет приложен импульс ускоряющего напряжения. Это напряжение вызывает эмиссию электронов с катода и ускоряет электроны. Так как в диоде 1 вакуум, а в камере 2 газ, то окно 6, которое используется для вывода электронов, не должно приводить к натеканию газа в диод. В качестве окна используется тонкая металлическая фольга. Длина свободного пробега электронов в веществе зависит от энергии электрона и плотности вещества. Если энергия электронов составляет несколько миллионов электрон-вольт, то длина свободного пробега электрона в таких металлах, как например алюминий, титан, будет составлять несколько миллиметров. Поэтому металлическая фольга толщиной в десятки микрон будет практически прозрачна для таких электронов. С другой стороны, такая фольга будет надежно предохранять диод от натекания газа. Электронный пучок из диода через окно 6 направлен в камеру 2 для его фокусировки и проводки или выведен непосредственно в атмосферу.
Для получения больших электронных токов часто используют металлические острийные катоды. Если к металлическому острию приложить высокое напряжение, то 202
напряженность электрического поля на его кончике будет равна приблизительно U/r (г — радиус кончика). Если, например, амплитуда импульса напряжения составляет ГО6 В, а радиус кончика 10~2 см, то напряженность электрического поля составит приблизительно I08 В/см. При такой высокой напряженности электрического поля потенциальный барьер настолько сужается, что электроны покидают металл, создавая плотность тока порядка 108 А/см2. При такой высокой плотности тока уже через время не более чем 10-9 с происходит взрыв острия вследствие разогрева его протекающим автоэлектронным током [72].
В результате взрыва острия у его кончика образуются пары металла, которые будут ионизованы и образуют плазму. Взрыв острия и образование плотной плазмы вокруг него приводит к усилению тока электронов, испускаемого острием. Причем эти электроны будут извлекаться из острия уже не с помощью электрического поля, импульса напряжения, а полем, образованным у катода при разделении зарядов в плазме во время их теплового движения. Установлено, что концентрация заряженных частиц в плазме, в непосредственной близости у катода, составляет 1019—1020 см"3. Такая концентрация частиц в плазме может быть получена при взрывном разрушении твердого тела, когда в него удается каким-то образом внедрить кратковременно большую энергию. Поэтому‘Эмиссия электронов, усиленная электрическим полем такой плотной плазмы на катоде, была названа взрывной эмиссией [74].
Взрывная эмиссия электронов будет иметь место и в том случае, если плотная плазма у катода образуется при взрыве проволочки, мощном лазерном излучении, взрывном испарении диэлектрика и т. д. В процессе взрывной эмиссии электроны поступают в плазму с тонкого кончика острия, поэтому плотность тока на катоде будет оставаться большой, это приведет к разогреву и дополнительному уносу атомов катода с его кончика. Например, при плотности тока 5 • 107 А/см2 с площадки молибденового острия размером 10-16 см2 удаляется в среднем около 3* 10~3 г/с металла. Это приводит к тому, что напряженность электрического поля на катоде в течение длительности импульса будет поддерживаться высокой, что обеспечит непрерывное поступление электронов с катода.
203
Взрывная эмиссия электронов имеет место также при использовании плоских металлических катодов и катодов с большим радиусом закругления [66, 67], на поверхности которых нет видимых простым глазом каких-либо острий. Однако, как показывают электронно-микроскопические исследования таких поверхностей, на них всегда имеются тонкие микроскопические выступы высотой h и радиусом г, напряженность электрического поля на которых будет возрастать приблизительно в h/r раз по сравнению со средней напряженностью поля впромежут-ке. Установлено, что это усиление поля может быть стократным и большим [58]. Поэтому эмиссия электронов с плоских катодов также происходит из-за взрыва микровыступов на поверхности таких катодов. Более подробно взрывная эмиссия электронов рассматривалась в гл. 3 (см. § 3.1—3.4).
12,2.	Вольт-амперная характеристика диодов
Закономерности протекания электронного тока в диоде при взрывной эмиссии электронов исследовались в работах [68, 74, 84]. Для плоского катода, эмиттирую-щего электроны при взрыве микроострий, была показана справедливость закона степени 3/2 (см. § 3.3).
Экспериментальное исследование вольт-амперной характеристики вакуумного диода при взрыве одиночного острия [74] показало, что при определенных условиях отношение тока электронов к напряжению на диоде в степени 3/2 определяется величиной vtj\d—vt), где v— скорость расширения плазмы. Экспериментальная зависимость первеанса p = llU3^ от этого отношения описывается приближенной формулой [74]
даз^ЗО-Ю-6 vtl(d— vt).	(12.1)
Зависимость, аналогичную (12.1), можно получить, анализируя протекание тока между фронтом плазмы и анодом, если учесть его ограничение полем объемного заряда электронов и принять плазму, образованную у катода, за идеальный проводник сферической формы. Есть несколько приближенных методов расчета этой зависимости, которые приводят к результатам, близким к экспериментальным. Например, если принять, что факел, образованный в результате взрыва острия, имеет не сферическую, а цилиндрическую форму с радиусом r=vt и 204
длиной, равной длине полуокружности лу/, а анод имеет форму плоскости, то
i = (4/2e0/9) ]/e0/mC/3/2 2AF(a)/(a - 1)а,	(12.2)
где е0 и т —заряд и масса электрона, ео — электрическая постоянная, a=d/vt[-Jr\[(d/vt)2—1]1/2, где d — длина промежутка анод — катод, F (а) — функция, значение которой приведено, например, в [292]. При djvt^>\ F (а) ~ 1 и тогда
Ц№=22- 10~6 vt[(d—vt},	(12.3)
что приблизительно согласуется с экспериментальной зависимостью (12.1). При более строгом решении задачи,
Рис. 12.2. Обобщенная вольт-амперная характеристика диода с мно-гоострийным катодом при взрывной эмиссии электронов и много-острийный катод.
Кривая рассчитана по формуле (12.6).
данном в [83], коэффициент перед отношением vt/(d—uty получается равным 37 • 10-6. Как будет показано дальше, соотношения (12.1) и (12.3) справедливы только при сравнительно низких напряжениях, когда применима использованная выше модель диода.
Широкое применение в генераторах электронных пучков нашли диоды с многоострийными катодами. Пусть многоострийный катод состоит из большого числа тонких острий, расположенных рядами на некотором расстоянии а друг от друга (рис. 12.2). Если размеры
205
острий таковы, что при приложении импульса напряже-ния время взрыва каждого из ндх много меньше длительности фронта импульса, то можно считать, что острия взрываются одновременно. Если а^>Ь, то время движения плазмы между соседними остриями в ряду, равное b/2v, будет много меныце времени движения между рядами, и многоострийный катод можно рассматривать как катод с эмигрирующими нитями, находящимися на расстоянии а друг от друга. При условии, когда площадь катода	а длительность импульса
tv<^d]v, ток электронов в диоде может быть представлен соотношением [80]
/=9,33 - Ю-6 ^(Z/rf)^^^^)^ где N — число рядов; / — длина ряда. Функция имеет вид
a/d f(a/d) = ^
о
(12.4)
(12.5)
1	1-2
arc sh x dx.
Л
При a/d<^l функция f (а/d)	и, принимая во вни-
мание, что площадь катода s=al.Nj получаем обычное выражение для вольт-амперной Характеристики диода с плоскими электродами
/=2,33-10-6 U^s/d\	(12.6)
Если принять, что длительность Импульса	сравнима
с величиной d/v, то получим
/ = 2,33 - 10“6 №s/(d-vt)\	(12.7)
На рис. 12.2 приведена теоретическая зависимость i(U) (12.6), соответствующая закону степени 3/2, а экспериментальные точки заимствованы ц3 работы [294], (диаметр катода 2 см, а=0,8 мм, 6 = 0,3 мм, число игл 1 500 и длина зазора 1 см). Хорошее Соответствие расчетной зависимости и результатов эксперимента указывает на то, что многоострийный катод [294] работал не в авто-эмиссионно'М режиме, как предполагали авторы, а во взрывном. Здесь же показаны экспериментальные точки, взятые из работы [279].
Отсутствие зависимости тока от размеров эмиссионных центров и их взаимного расположения в формуле (12.6) позволяет предположить, Что если соблюдаются условия
a/d< 1,	d,	(12.8)
206
где а —среднее расстояние между эмиссионными центрами, то при этом закон степени 3/2 соблюдается так же, как для диода с плоским катодом. Этот вывод подтверждается исследованиями диодных промежутков мощных наносекундных импульсных генераторов электронных пучков с ускоряющими напряжениями до 106 В и токами до 105 А [279].
При релятивистских скоростях электронов удобно в формулах для i(U) пользоваться параметром
a = eU/mc2= U/5,n -105,	(12.9)
где т — масса электрона; U — ускоряющее напряжение.
Если io — ток при небольших ускоряющих напряжениях, то [80] i/io=y2(a).
Дл я d 2
„	1	3	13	2
У ------ 1-= а---а
1	5b	1408
а для а > 2
п q (1) (5) ... (4/2—3) п! 2ЗП (4/1 + 3)	’
(12.10)
0,84657/’1/2Jr 1 —Да-14-А а-2-—
i z ,	(1) (5) ... (4/г — 3)
И /2! 9« (2/2 - 1) ’	*
(12Л1)
Для очень высоких ускоряющих потенциалов
/ = 5,309- 10-3 sU}d\	(12.12)
Отклонение от закона степени 3/2 из-за релятивистских эффектов при £7 = 600 кВ составляет около 10%.
Остановимся на других отклонениях вольт-амперных характеристик диодов от зависимостей (12.1) и (12.6). Из них следует, что если предварительно за время /3 до зрихбда импульса ускоряющегося напряжения в диоде образуется плазма в результате взрыва острий, то уже к моменту прихода импульса величина в числителе составит а в знаменателе (d—vt3). Это, а также компенсация электронного объемного заряда ионами плазмы приведет к росту тока в диоде по сравнению с тем случаем, когда плазма катодного факела образуется самим ускоряющим имульсом.
В работе [74] показана возможность увеличения тока электронов с острийного катода за счет предымпульса
207
в восемь ‘раз. Еще раньше этот эффект наблюдался [101] в диоде с управляемым катодом. Предымпульсы при импульсном заряде накопителей в генераторах электронных пучков могут возникнуть вследствие протекания тока смещения через собственную емкость коммутатора за время задержки его срабатывания. Предымпульсы приводят к росту тока не только из-за изменения геометрии промежутка. Если плазма за время действия предымпулыса успевает образоваться во всем объеме диода из-за испарения стенок и анода, то ток, кроме того, будет возрастать из-за компенсации ионами поля объемного заряда электронов. Рост тока в диоде при действии предымпульсов наблюдался неоднократно в [254, 262, 280]. Причем в ряде работ отмечается полезность этого эффекта для увеличения электронного тока. Например, в [262] удалось увеличить ток в десять раз и довести его до 1О6 А. Отклонения от закона степени 3/2 при много-острийном катоде возможны также из-за несоблюдения условий (12.8).
В [288] отмечалось, что при значительном увеличении амплитуды ускоряющего напряжения ток в диоде после взрыва острийного катода растет значительно быстрее, чем это следует из формулы (12.1). При этом также изменяется характер распределения плотности тока пучка на аноде. Пучок вместо сплошного принимает форму кольца с пятном в центре. Кольцевая форма пучка электронов, эмиттируемых штыревым катодом при энергиях порядка мегаэлектрон-вольт и токах 104 А и более, наблюдалась в [167, 291]. Для объяснения этого эффекта был проделан расчет на ЭВМ траектории электронов, покидающих штыревой катод [296]. При расчете были использованы релятивистские уравнения движения электронов, учитывалось поле пространственного заряда пучка и собственное магнитное поле. При этом оказалось, что пучок на аноде будет иметь форму кольца, если принять, что плотность тока с катода ограничена объемным зарядом электронов и что эмиссия электронов идет не только с вершины катода, но и с его боковой поверхности.
Эмиссия электронов с боковой поверхности острийного эмиттера объясняется образованием плазмы на этой поверхности из-за взрывов микровыступов, происходящих под действием автоэлектронного тока, протекающего с этих выступов. Большая величина автоэлектронного 208
тока, достаточная для быстрого взрыва острий, может быть достигнута только при большой напряженности электрического поля на боковой поверхности эмиттера. Для эмиттера, близкого по форме к цилиндрической и имеющего кончик *в виде полусферы, напряженность поля в точке на поверхности, отстоящей от вершины на расстоянии, примерно равном десяти радиусам, составляет почти 30% от напряженности поля на кончике эмиттера [35]. Это означает, что если при некотором напряжении U кончик эмиттера взрывается за время меньшее чем через 10~9 с? то при напряжении примерно 3U за такое же время может произойти -взрыв микронеоднородностей на всей поверхности, включая участки, отстоящие от кончика на расстоянии десяти радиусов. Следовательно, вершина и поверхность острия будут готовы эмиттировать электроны практически мгновенно. Это означает, что величина эмигрирующей поверхности катода будет зависеть от приложенного напряжения и закон степени 3/2 соблюдаться не будет. В диоде с острийным катодом и длиной зазора порядка миллиметров, этот эффект наблюдается уже при напряжении в сотни киловольт.
В работе [70] при исследовании взрывной эмиссии электронов из двух близко расположенных острий было обнаружено, что при некотором оптимальном расстоянии между ними наблюдается движение электронного пучка в направлении, перпендикулярном плоскости, в которой расположены оси этих острий. На плоском металлическом аноде при этом наблюдается резкая полоса, указывающая на усиление эрозии анода. Этот Эффект обусловлен группировкой электронов в пространстве между пучками в результате отталкивания электронов от одного и другого пучков. Он проявляется как при использовании многоострийных катодов, так и катодов с плоской шероховатой поверхностью.
В [297] изучалась структура электронного потока в диоде, в качестве катода в котором использовались лезвия из нержавеющей стали, при этом катодный факел образовывался на всей кромке лезвия. В этих условиях авторам удалось обнаружить периодические изменения плотности электронного тока у анода из-за появления неоднородностей в пучке, которые располагались перпендикулярно кромке лезвия. Появление этих неоднородностей в пучке связывается с возникновением разрывной нестабильности плазмы катодного факела.
14—343	209
12.3.	Источники электронов £ использованием взрывной эмиссии
Все эмиттеры электронов, в которых используется явление взрывной эмиссии, могут быть разделены на следующие: катоды, содержащие одно или несколько острий; многоострийные и плоские шероховатые катоды; а также металлические катоды с контактирующим диэлектриком.
Работа острийных одиночных катодов была подробно проанализирована выше. Остается только заметить, что электрическое поле, определенное исходя из геометрии микроострий и приложенного напряжения обычно меньше, чем то, которое бывает необходимо для взрыва острия за время порядка длительности фронта импульса. Электронно-микроскопическое наблюдение острий, длительное время работающих в качестве источников электронов, показывает, что они содержат много тонких микроострий радиусом порядка ОД—1 мкм, на которых напряженность поля усиливается в десятки и более раз.
Аналогичные микроострия наблюдаются и на плоских шероховатых катодах (см. рис. 3-1). Усиление поля на кончиках микроострий, расположенных на поверхности плоского катода, составляет величину порядка hjr [36], где h— высота выступа, г — радиус закругления его кончика. Микровыступы на плоском катоде статистически распределены по величинам h/r. Взрываются те выступы, на которых при данном приложенной к диоду импульсе напряжения с амплитудой V и длительностью 4i достигается такая напряженность поля Е, при которой время задержки их взрыва Так т<ак величина E^Vhfrd, то для того, чтобы заставить взрываться как можно большее количество выступов на поверхности катода, необходимо увеличить прикладываемое напряжение.
Сопротивление диода с катодом в виде одиночного острия согласно (12.1) изменяется в течение импульса, что затрудняет согласование линЯи с нагрузкой. Кроме того, электронный пучок, получерный с одноострийного катода, обладает большой расходимостью. Диоды с плоскими шероховатыми катодами имеют тот недостаток, что пучок оказывается весьма неоднородным по сечению вследствие . случайного распределения эмигрирующих центров. Существенным недостатком может быть также нарушение устойчивости пучка, обусловленное неодно-временностью взрыва разнородных микровыступов.
210
В работе {86] сообщено о разработке импульсного ускорителя электронов <с энергией в пучке ~(10й Вт, в котором в качестве источника электронов использовался одноострийный катод. Максимальная энергия электронов в пучке равнялась 3 • 106 эВ, ток 5 • 104 А, а длительность импульса 30 нс. На рис. 12.3 показано схематическое изображение источника электронов. В аноднокатодной камере 1 давление газа составляло 10~5 мм рт. ст., а в камере 2 оно регулировалось в широких пределах от 10~3 мм рт. ст. и более. Мартин и др. (258, 290]
Рис. 12.3. Источник электронов с острийным катодом:
/ — анодно-ка годная камера; 2 —камера для фокусировки и исследования пучка; 3 — катод; 4 — мишень; 5 — окно для вывода пучка.
разработали импульсный источник жестких рентгеновских лучей, в котором энергия электронов составляла 107 эВ, ток 170 кА при длительности импульса 70 нс. В качестве катода использовался металлический стержень с полусферическим кончиком или несколько острий, укрепленных на одном основании.
Многоострийные катоды с успехом применяются для получения «больших токов на основе чистой автоэлектронной эмиссии. Эксплуатация таких катодов требует, однако, либо очень хороших вакуумных условий (вакуум Ю9—ю—ю мм рТ_ CTj, либо специального подкала катода, позволяющего исключить загрязнение поверхности эмиттеров при адсорбции и изменение их геометрии вследствие ионной бомбардировки и поверхностной миграции.
Условия работы диода с многоострийным катодом в режиме взрывной эмиссии электронов значительно проще. Они работают .в условиях технического вакуума и имеют более простую конструкцию. Например, в качестве катода можно использовать торец тонкой металлической фольги, свернутой в спираль.
И*	211
Ранее было показано, что если соблюдаются условия (12.7) и (12.8), то вольт-амперная характеристика диода с многоострийным катодом выражается законом степени 3/2 как для диода с плоскими электродами. При этом сопротивление диода
^=(136-107^)^,
(12.13)
где Гк — радиус катода, d — расстояние между катодом и анодом, a Z7 — напряжение. Обычно диоды работают
Рис. 12.4. Напряжение, ток и сопротивление диода генератора электронных пучков.
в импульсных ускорителях электронов большого тока, которые включают в себя предварительно заряженную линию, диод и коммутирующий элемент. После замыкания коммутирующего элемента предварительно заряженная от высоковольтного источника линия разряжается на диод. Условие, когда сопротивление диода [равно волновому сопротивлению накопительной линии р, соответствует наибольшей передаче энергии на накопительной линии в диод. Следовательно, для получения максимального к. п. д. диода необходимо выполнение условия
(13б.107р]Л7)(адг=1.
(12.14)
Диоды с большим числом острий или эмиссионных центров, образованных другим способом, находят наибольшее применение из-за возможности выполнения условия (12.14). На рис. 12.4 показаны осциллограммы тока, напряжения и сопротивления диода, полученные' при заряде линии постоянным напряжением, когда предым-пульсы отсутствуют |[296]’. Из осциллограмм следует, что в течение некоторого времени сопротивление диода остается постоянным.
Длительность импульса электронного тока в диоде со взрывной эмиссией электронов ограничивается процессом перемыкания ускоряющего промежутка плазмой ка-212
Рис. 12.5. Катод, инкрустированный диэлектриком.
годного и анодного факелов, движущихся навстречу друг ДРУОТ. Для увеличения длительности электронных пучков, в частности, для получения микросекундных пучков необходимо использовать диоды с большим межэлектродным промежутком (порядка сантиметров). В этом промежутке радиус катодного факела будет большим, а концентрация плазмы в области, обращенной к аноду, малой. Это будет препятствовать коммутации тока в диоде. Появление анодного факела можно устранить уменьшением плотности электронного тока в пучке.
При эксплуатации острийных катодов в режиме взрывной эмиссии естественно возникает вопрос о сроке службы катода. В (71, 74] было показано, что количество унесенной с острия массы при токе до 100 А невелико (порядка 10'11— 10-12 за импульс длительностью 10~8с). Причем количество уносимой ’массы с острия из металла с меньшим удель
ным сопротивлением уменьшается. Например, медные острия при прочих равных условиях теряют в пять раз меньше металла, чем молибденовые [84]. Причем каждый взрыв острия приводит к регенерации микроострий, облегчающих новый взрыв [71].
В [298] для получения эмиссии электронов с большой поверхности предлагается использовать жидкий металлический катод, поверхность которого возмущается с помощью пьезокристалла. Взрывная эмиссия электронов может быть получена из-за образования плазмы при взрыве диэлектрика и последующего контакта образующейся плазмы с металлом [98, 99] (см. § 3.6). Для получения равномерной эмиссии электронов с большой поверхности катода в [101] предложено использовать незавершенный разряд по поверхности диэлектрика с большим е. В [279, 299] для этой же цели использовался металлический катод, инкрустированный пластмассой с 8 — 3—10 (рис. 12.5)
Из-за высокой напряженности поля на острых краях металлической лунки с этих мест эмиттируются электроны, которые, попадая на поверхность диэлектрика, вызывают поверхностный разряд и быстрое заполнение катода плазмой. От такого катода при ускоряющем напря-
213
жении до 500 кВ были получены электронные пучки длительностью 50 нс с током до 105 А.
Рассмотренные в предыдущем параграфе источники электронов начинают эмиттировать электроны сразу же или через некоторое время после приложения импульса напряжения к диоду. Управлять моментами появления эмиссии электронов в таких источниках невозможно, так как напряжение, возбуждающее эмиссию, является в то же время и ускоряющим. В некоторых случаях желательно эти две функции напряжений разделить. Во-первых, это позволяет, как -будет показано дальше, регулировать <в широком интервале величину тока электронов в диоде путем сдвига моментов появления импульсов управляющего и ускоряющего напряжений. Во-вторых, в диоде с управляемым источником эмиссии, если он используется в ускорителе электронов, в принципе возможно совмещение роли источника электронов и быстродействующего коммутирующего элемента. И, наконец, в третьих, такие диоды позволяют иметь более однородный по сечению электронный пучок, чем диоды с неуправляемыми источниками.
В качестве источников эмиссии в управляемых плазменных диодах обычно используется разряд в вакууме между катодом и вспомогательным электродом при приложении управляющего импульса. При этом в вакууме образуется искровой канал и электроны вытягиваются с малого участка поверхности, занятого этим каналом (см. например, [300]). В этом случае ток электронов составляет только небольшую долю тока канала. С. П. Бугаев и автор [98] наблюдали интенсивную эмиссию электронов из плазмы незавершенного разряда по диэлектрику в вакууме, когда в промежутке еще не успел образоваться разрядный канал. В [101] был предложен управляемый источник электронов, в котором использовалось большое число незавершенных разрядов на поверхности диэлектрика с большой диэлектрической проницаемостью в «1500, а в [99] проведено исследование процесса эмиссии электронов из плазмы незавершенного разряда по диэлектрику в вакууме.
IB [101] дано описание работы катода, в котором большое количество эмиттирующих центров создается при разряде в вакууме между металлической сеткой и диэлектриком. На рис. Г2.6,а сетка расположена на диэлектрической подложке, изготовленной из титаната ба-214
рия, ‘Противоположная сторона которой металлизирована. Рассмотрим электрическую схему замещения источника (рис. 12.6,6). В ней можно выделить следующие основные -элементы: Ci — емкости элементов поверхности диэлектрика относительно нижней обкладки, С2— емкости этих элементов друг относительно друга и Сз— емкости элементов поверхности относительно сетки. Из-за большой величины е диэлектрика емкости С2 и Сз
а	б
Рис. 12.6. Устройство диода с управляемым катодом (а), электрическая схема замещения катода (б):
1 — анод; 2— катодная сетка; 3— диэлектрик; 4 — держатель диэлектрика; 5 — пусковой электрод катода.
меньше С4. Вследствие этого при приложении импульсного -напряжения между подложкой и сеткой практически все напряжение будет приложено к емкостям С2 и С3. Вследствие этого происходит разряд по поверхности диэлектрика’ там, где он касается сетки, а там, где не касается, возможен пробой промежутка сетка—диэлектрик. В последнем случае из-за наличия большой тангенциальной составляющей напряженности поля на диэлектрике [98] разряд по поверхности все равно начнет развиваться. 'Из-за большого -поверхностного сопротивления диэлектрика развитие отдельных разрядов происходит независимо, вследствие чего можно в течение короткого времени покрыть плазмой большую поверхность катода.
В отличие от неуправляемых, управляемые источники электронов позволяют получать значительно большие токи при том же напряжении из-за предварительной подачи управляющего импульса на сетку. На рис. 12.7 представлены вольт-амперные характеристики неуправляемого (7) и управляемого (2) источников электронов при расстоянии анод — катод 1,4 см и площади катода 13,6 см2. Неуправляемым источником служил многоост-рийный катод. Причем на управляемом источнике им-
215
Рис. 12.7. Вольт-амперные характеристики диодов с неуправляемым (7) и управляемым (2) катодами.
пульс напряжения появлялся через 400 нс после подачи импульса напряжения между сеткой и подложкой. Существенное увеличение тока в управляемом источнике обусловлено компенсацией объемного заряда электронов ионами, а также уменьшением промежутка анод—катод из-за распространения плазмы вглубь промежутка.
Используя упр являемый катод с разрядом по диэлектрику из BaTiO3 в работе Ц04] получили импульс тока электронов 2-103 А, а в [293] — W4 кА.
В последнее время электронные пушки с плазменными катодами и предварительно заполненными плазмой диодами для увеличения то-к а ускор ен н ы х э л ектр о н ов,
предложенные в [101], стали широко применяться для ускорения электронов. Например, для более быстрого заполнения плазмой ускоряющего промежутка в [301], кроме катодного есть еще анодный источник плазмы, в котором, как и в катодном, плазма образуется при разряде по диэлектрику.
12.4.	Конструкции генераторов мощных наносекундных электронных пучков
В первых генераторах мощных наносекундных электронных пучков в качестве накопителей использовались как двойные, так и простые коаксиальные формирующие линии. Причем в [167, 284] в качестве диэлектрика в линии использовался сжатый газ, а для заряда линии — источник постоянного напряжения. В [86, 287] использовались линии, заполненные маслом, заряженные от импульсного источника напряжения. В дальнейшем ускорители с импульсным зарядом линий получают преимущественное развитие, так как при этом существенно сокращаются габариты , устройства из-за увеличения электрической прочности изоляции. В качестве источников зарядного напряжения используются генераторы Маркса или импульсные трансформаторы.
216
На рис. 12.8 приведена конструкция ускорителя «Синус» с зарядом линии от импульсного автотрансформатора {168]. Через ввод 1 напряжение от емкостей и С2 подается на первичную обмотку автотрансформатора, который состоит из одного витка медной фольги. Вторичная обмотка имеет 34 витка из той же фольги. Авто-
Рис. 12.8. Конструкция генератора пучков электронов «Синус»:
1 — ввод напряжения в автотрансформатор; 2— обмотка автотрансформатора; 3— сердечник автотрансформатора; 4, 5 — двойная формирующая линия; 6 — окно для инжекции электронов в коммутатор; 8, 9 — емкостные делители напряжения; /0 —зарядная индуктивность; 11 — катод ускорительной трубки; /2—-анод ускорительной трубки.
трансформатор имеет сердечник из трансформаторной стали. Двойная коаксиальная формирующая линия заполнена маслом, при этом волновые сопротивления наружной и внутренней линии равны 9,2 и 11,2 Ом соответственно. Разрядник установки расположен в азоте при давлении 10 атм. Управление разрядником осуществлялось вначале наносекундным электронным пучком с током около 10 А, а затем использовался тригатрон-ный запуск. Такой коммутатор срабатывает с наносекундной стабильностью точно в максимуме импульса зарядного напряжения. Изолятор диода генератора пучков изготовлен из оргстекла и имеет наклон 40° по отношению к силовым линиям, что обеспечивает наибольшую электрическую прочность. Описанный выше генератор имеет сравнительно малые габариты (длина 3 м, высота 1,5 м) при рабочей энергии электронов до 10е эВ, токе до 40 кА и длительности пучка электронов 40 нс.
На рис. 12.9 показан схематический чертеж диода и дрейфовой трубы генератора пучков с энергией до ЗМэВ, 217
разработанного Грейбиллом и Набло {167]. Накопительная коаксиальная линия этого генератора и коммутирующий разрядник заполнены смесью при давлении до 20 атм. Линия заряжается от генератора Ван де Граафа.
При получении импульсов тока с амплитудой ГО5— 106 А используются низкоомные накопительные линии и диоды с низким импедансом. Прествич {278] разработал установку «Нерей» на 250 кВ, 80 кА для получения
Масштаб: ме'трьс
^zcz^zzz^zzzzzzzzzzzzz^.
Рис. 12.9. Схематический чертеж диода и дрейфовой трубы генератора с энергией до 3,6 МэВ:
/ — управляемый разрядник; 2— корпус генератора; 3—секционированный изолятор; 4—катод; 5—анодная фольга; 6 — дрейфовая труба; 7— вакуумный диффузионный насос; 8 — калориметр; 9 накопительная коаксиальная линия.
пучков электронов длительностью 30 нс. Для заряда линии используется генератор Маркса с масляной изоляцией. Он заряжает коаксиальную линию, заполненную водой, которая через полиэтиленовый неуправляемый разрядник разряжается на диод. Для уменьшения активных потерь во время заряда удельное сопротивление воды должно быть более 106 Ом* см. Разрядники сделаны из листов полиэтилена, которые соединяются с помощью 45 машинных игл, используемых в качестве электродов. Индуктивность разрядника 11 нГ, диода 25 нГ. При волновом сопротивлении линии 4 Ом длительность фронта импульса составила 20 нс.
218
Кларк и др. [279] разработали генератор импульсов с двойной полосковой линией Блюмляйна с майларовым диэлектриком с волновым сопротивлением 4 Ом (рис. 12. 10). Майлар в -форме тонких листов имеет весьма высокую электрическую прочность, до 2 • ГО6 В/см. Вся линия передачи помещена в водный раствор сульфата меди для устранения краевых эффектов на медной обкладке полосковой линии. Накопительная линия заряжается от генератора Маркса с напряжением до 600 кВ. Коммутация в генераторе осуществляется при
Рис. 12.10. Генератор импульсов тока большой амплитуды с полосковой линией, предназначенный для получения мощных пучков ускоренных электронов:
1 — диод; 2 — твердотельный коммутатор; 3 —майлар; 4 — медные полосы.
помощи полиэтилеу.ового разрядника. В полиэтиленовую пластину толщиной 6 мм после нагрева вставляется несколько десяткоц стальных шариков диаметром 1,5 мм. При напряжении около 400 кВ зазоры между шариками и электродами пробиваются, вызывая коммутацию с продолжительностью 7 нс. Такой генератор при согласованной нагрузке вырабатывал импульс до 400 кВ при токе более 80 кА длительностью около 100 нс. Близкий по конструкции к этому генератору описан генератор в работе Смита и др. [242].
Левин и Витковицкий [262] создали установки ГЭМБЛ, дающие импульсы тока с амплитудой до 106 А, напряжением 1 МВ и длительностью 50 нс для получения мощных электронных пучков. Накопительная коаксиальная линия с водяным диэлектриком заряжается от генератора Маркса и разряжается на неоднородную линию с понижающимся волновым сопротивлением. Эта коаксиальная линия, тоже наполненная водой, служит трансформатором тока. Нагрузкой этого генератора служит диод, необходимый для получения больших электронных токов. Коммутирующий разрядник должен срабатывать при достижении на линии максимального напряжения. При использовании разряда в воде такой
219
коммутатор работает неустойчиво. Поэтому водяной разрядник соединяется последовательно с газовым тригатроном. При помощи пускового импульса тригатрон с хорошей точностью запускается в максимуме зарядного напряжения. При этом крутизна нарастания напряжения на водяном разряднике будет больше, чем при отсутствии тригатрона, и этот разрядник будет срабатывать с большей стабильностью.
Рис. 12.11. Схема соединения полосковых линий установки «Снарк». Значком X обозначены коммутаторы. Жирные линии обозначают металлические. листы, тонкие — диэлектрические из майлара.
Йонас и др. [254] разработали генератор электронных пучков «Снарк» с энергией ГО6 эВ и током 106 А, в котором используется генератор импульсов тока, собираемый из модулей на- двойных полосковых линиях (схема Блюмляйна). Если в качестве изоляции полосковых линий использовать майлар, который имеет максимальную пробивную напряженность до 1,5 MiB/см, то ток на единицу ширины линии составит 330 кА/м. Для снижения рабочей напряженности майлара до 0,85 MB/см и получения тока до 10е А при ширине полосковой линии 1,35 м в каждом модуле соединялось последовательно по две полосковые линии и параллельно им еще две таких линии (рис. 12.11). В этом случае каждая линия с волновым сопротивлением 1,1 Ом заряжалась до напряжения 500 кВ и полное волновое сопротивление модуля было также 1,1 Ом. Так как в генераторе было использовано два модуля, то их полное сопротивление составляло 0,55 Ом. Для выравнивания электрического поля на краях пластин линий они помещались в раствор сульфата меди. Заряд линий осуществляется от генератора Маркса при помощи кабелей. Для запуска коммутаторов, которые устанавливаются в каждой линии, используется специальный генератор пусковых импульсов, заряжае-220 .
мый тоже от гейфатора Маркса, разрядник которого работает на самопробое.
На рис. 12. 12 показано схематическое расположение узлов генератора пучков «Снарк». Запускающий генератор посылает пусковые импульсы на все коммутаторы. Первоначально на всех линиях стояли твердотельные разрядники, которые из-за наличия большого числа каналов обеспечивали скорость роста тока до 1014 А/с. Однако из-за неудобств, связанных с постоянной заменой таких разрядников, они были заменены газовыми многоканальными разрядниками с индуктивностью 7 нГ. Энергия, запасаемая в конденсаторах генератора Марк-
Рис. 12.12. Общий вид установки «Снарк»:
7 — генератор Маркса; 2 — диод; 3 кабели для подвода импульса, запускающего коммутатор; 4 —- камера для экспериментов с электронным пучком;
5 — основной коммутатор; 6, 7 — модули, содержащие по два соединенных последовательно генератора Блюмляйна; 8— твердотельные коммутирующие разрядники; 9 —медные листы линий; 10 — край майларовой полосы.
са установки «Снарк», составляет 210 кДж, а энергия в электронном пучке — 60 кДж, т. е. к. п. д. всей установки составляет менее 30% • Основные потери имеют место при передаче энергии от генератора Маркса в полосковые линии, причем 40% всех потерь приходится на конечное сопротивление сульфата меди. Кроме того, 20% потерь энергии приходится на демпфирующие сопротивления генератора Маркса и 25%' энергии теряется из-за неточности срабатывания коммутатора в максимуме зарядного напряжения. Генератор, описанный в (254], интересен тем, что принцип его конструирования позволяет увеличивать общую энергию в пучке в результате набора большого числа модулей.
221
Рабочие напряжения диодов генераторов мощных электронных пучков обычно лежат в пределах от сотен киловольт до нескольких мегавольт. Специфическим требованием к конструкции этих диодов является их малая индуктивность, которая диктуется стремлением получать электронные токи 104—105 А при длительности импульсов ФО-8 с.
Удовлетворить это требование можно, сокращая до предела геометрические размеры диодов, а это, в свою очередь, приводит к очень жестким требованиям к электрической прочности твердых изоляторов, являющихся непременными компонентами высоковольтных вакуумных трубок.
Среди ряда факторов, снижающих электрическую прочность поверхности диэлектрика, следует отметить два наиболее важных. Во-первых, состояние контакта катод — диэлектрик, так как электроны, инициирующие разряд, эмиттируются из контакта вследствие высокой напряженности поля в этой области из-за наличия вакуумных микрозазоров. Во-вторых, бомбардировка поверхности изолятора электронами, выходящими из катодного контакта, либо упруго отраженными электронами пучка. Вследствие высоких значений коэффициента вторичной эмиссии электронов для диэлектрика бомбардировка приводит.к быстрому размножению электронов, зарядке поверхности, искажению электрического поля и перекрытию диэлектрика.
Если контакт диэлектрик — катод помещается в кольцевое углубление в катоде с диаметром немного большим диаметра диэлектрика, то напряженность электрического поля в области контакта резко уменьшается, что снижает эмиссию электронов, а также вероятность их попадания на диэлектрик. Эта мера широко используется во всех практических конструкциях диодов.
Поскольку напряжение перекрытия диэлектрика не возрастает линейно при увеличении длины изолятора, то для создания конструкций, способных выдерживать напряжение в сотни и тысячи киловольт, применяется широко известный метод секционирования изолятора. Последний разбивается на ряд участков, на каждом из которых выдерживается строго контролируемый потенциал. Преимущество состоит в том, что короткие участки диэлектрика способны выдерживать большие напряженности электрического поля. Потенциалы на проме-
222
жуточных электродах задаются с 'помощью емкостных или резистивных делителей. Важную роль играет угол наклона поверхности диэлектрика по отношению к силовым линиям поля [302]. При оптимальном угле наклона в 45—5'0° для образцов из эпоксидной смолы, стекла и полиэтилена при воздействии на них импульсов дли-
Рис. 12.13, Ускорительная трубка к генератору пучков с энергией 2 МэВ:
I — катод; 2 — промежуточные электроды; 3 — делитель напряжения из CuSO4; 4 — изолятор.
дельностью в 30 нс были получены после соответствующего кондиционирования пробивные напряженности вплоть до 200 кВ/см. Однако в практических конструкциях диодов эта величина не поднимается выше 80 к!В/см.
Конструкция ускорительной трубки, приведенная на рис. 12.13 [303], является довольно типичной. Напряжение на секционированном изоляторе из органического стекла распределяется с помощью металлических колец, каждое из которых соединено с одним из плеч ре
1 2. 5 ч
/ / 1
Рис.
НЫ11
12.14. Низкоимпеданс-вакуумный лио% установки. «Нерей»:
/ — фольга для вывода пучка; 2 — катод; 3 — вакуум; 4 — раствор CuSO<; 5 — разрядник; 6 — вода.
зистивного делителя напряжения. Тщательное экранирование изолятора от бомбардировки электронами, а также наличие ребер на
изоляторе позволило реализовать рабочую напряженность поля «а изоляторе 60 кВ/см,
223
Весьма интересной является конструкция низкоимпедансного диода установки «Нерей» [278] (рис. 12. 14). Отличительными особенностями этой конструкции являются малая (8 10~9 Г) индуктивность диода, обусловленная хорошей компоновкой электродов. Кроме того, в этой установке используется простой радиальный изолятор из органического стекла, напряжение на котором распределяется с помощью водного раствора C11SO4, расположенного под поверхностью изолятора.
12.5.	Импульсные наносекундные источники рентгеновских лучей
Получили распространение три типа импульсных рентгеновских источников: с использованием катодов, работающих по принципу автоэлектронной эмиссии, с катодами, работающими на взрывной эмиссии электронов и плазменными катодами. Первые сообщения об использовании безнакального катода для получения импульсных рентгеновских вспышек были сделаны независимо Штенбеком, а также Кингдоном и Танисом в 1938 г. В качестве источника электронов эти авторы использовали искру вспомогательного разряда между ртутным катодом и поджигающим электродом. Рентгеновские трубки наполнялись парами ртути с давлением Ю 4— 10~3 мм рт. ст. Первые вакуумные импульсные рентгеновские трубки разработали Мюленфорд, а затем Слэк и Эрк [283]. В качестве источника электронов они использовали искру, которая возбуждалась между катодом и вспомогательным электродом после приложения к нему импульса напряжения. Впоследствии для стабилизации момента появления поджигающей искры и увеличения количества плазмы, образующейся в искре, в поджигающий промежуток начали вставлять диэлектрик.
В дальнейшем катоды с поджигающей искрой нашли широкое применение для 'получения импульсных электронных токов, в рентгеновских аппаратах, а также для коммутации больших импульсных токов.
Для объяснения закономерностей роста электронного тока со временем в вакуумных трубках Флинн [79] предположил, что между передним фронтом плазмы поджигающей искры и анодом протекает электронный 224
гок, ограниченный собственным объемным зарядом. По мере движения -плазмы вглубь промежутка расстояние между -фронтом -плазмы и анодом сокращается, вследствие чего количество электронов в промежутке растет. Подробное описание работы источников электронов с поджигающей искрой можно найти в монографии [36].
В. А. Цукерман и М. А. Манакова [281] при разработке импульсных рентгеновских аппаратов использова
ли двухэлектродные вакуумные трубки. В последующем различные модификации двухэлектродных трубок -стали использоваться в ускорителях электронов и -рентгеновских аппаратах. Долгое время полагали, что механизм освобождения электронов в этом случае является чисто автоэлектронным, обусловленным только полем, -созданным внешне приложенным -напряжением [282]. В -ряде работ эта эмиссия называлась эмиссией электронов при вакуумном пробое [283]. Однако -природа ее оставалась невыяснен-
Рис. 12.15. Схематическое расположение электродов в двух типах диодов импульсных рентгеновских аппаратов:
1 — анод; 2— катод; 3 — окно.
ной. Авторами работ
[68, 121] было -показано, что начало эмиссии электронов с -катода совпадает со взрывом острий на катоде и что
именно этот вид эмиссии, а не автоэлектронная эмиссия имеют место -в двухэлектродных вакуумных диодах импульсных рентгеновских трубок и импульсных ускорителей электронов с гигантскими токами.
Одна из типичных конструкций диода рентгеновского аппарата приведена на рис. Г2. 15,а. Если к разрядному
промежутку приложить импульс высокого напряжения, то согласно представлениям, развитым в [68], микровыступы на катоде взрываются и образуется плазма, которая усиливает электронный ток с катода из-за увеличения электрического поля в контакте плазма — катод [58]. В сторону острийного анода течет ток электронов, кото-15—343	225
рый, концентрируясь у острия, может приводить к его испарению.
Конструкция трубки, описанной в (281], приведена на рис. 12.15,6. Катод имеет заостренный край, что способ-ствует получению больших величин напряженности поля. Из-за игольчатого анода величина фокуса мала. Такая трубка применялась при напряжениях до 1 500 кВ, полученных от схемы Маркса при импульсах микросе-кундной длительности.
Денхольм [286] показал, что размеры импульсных
рентгеновских аппаратов можно существенно сократить, используя высоковольтные наносекундные импульсы. В [282, 304—306] дано описание нескольких наносекундных импульсных рентгеновских аппаратов с напряжением в сотни киловольт. На рис. 12. 16 показана трубка, которая работает при напряжении до 150 кВ [306]. Трубка состоит из запаянного стеклянного баллона 1 с кова-ровым колпачком 2, с внутренней стороны которого приварен диск 3 из танталовой или вольфрамовой фольги, являющейся анодом. Катод 4 выполнен из танталовой фольги толщиной 10—20 мкм, свернутой в цилиндр, обращенный торцом к аноду. Экран 5 крепится к электрическому вводу 6 и препятствует развитию пробоя вместе спая стекла с металлом. Для изоляции трубка помещается в трансформаторное масло. Электроны с катода эмит-
Рис. 12.16. Импульсная рентгеновская трубка для получения наносекундных рентгеновских вспышек:
1 — стеклянный баллон: 2 — ко варовый колпачок; 3 — анод;
4 — катод; 5 —экран; 6 — ввод напряжения.
тируются из-за взрыва острий на кромке фольги. К электродам трубки прикладываются и мп у л ьс ы н апр я ж ей и я до 150 кВ.
Описание работы наносе-кундаой трубки с игольчатым взрывным катодом с напряжением до 150 кВ дано в [307]. При использовании трубки, показанной на рис. 12.16 был р а з р а б от ан м ин и ат ю р н ы й г е -нератор наносекундных импульсов рентгеновских лучей «Квант» [304], который имеет длительность рентгеновского импульса 10 нс. Электрическая схема этого аппарата показана на рис. 12.17. Для получения
226
фронта импульса 1—2 нс накопительная емкость С разряжается через разрядник Р, заполненный водородом при давлении Р=40—50 атм.
Пользуясь соотношениями, полученными в § 12.2 для вольт-амперных характеристик диодов, работающих в режиме взрывной эмиссии электронов, можно рассчитать ток и напряжение диода, а также длительность рентгеновской вспышки.
Рис. 12.17. Электрическая схема импульсного на посекундного рентгеновского аппарата:
ИТ ~ импульсный трансформатор; Т — рентгеновская трубка; К — первичный коммутатор.
Для примера оценим длительность рентгеновских вспышек для двух практически важных случаев: 1) при разряде емкости на диод с большим числом эмиссионных центров на катоде, 2) при разряде линии на диод с малым числом эмиссионных центров. В первом случае необходимо решить совместно систему уравнений (12.7) и уравнение, устанавливающее связь между током и напряжением при разряде емкости С,
i = — C(dU!dt).	(12.15)
Нетрудно показать, что длительность рентгеновского импульса на полувысоте от амплитуды интенсивности Р ~ иЧ составит
fH = 5,6-104Crf7s]/t70.
(12.16)
Из формулы (12.16) можно оценить длительность вспышки при '£7о=100 кВ, С=30 пф. Если отношение d2js ^ ~1—2, то ^и = 5—10 нс, а величина бъ полученная при этих условиях в работе [304], составляет ~10 нс.
При разряде линии на диод, катод которого имеет малое число эмиссионных центров, в течение времени, 15*	227
равного двойному пробегу волны вдоль линии, связь между током и напряжением диода запишется так:
U=<U0—ip,	(1'2.17)
где р — волновое сопротивление заряженной линии. Решая это уравнение совместно с уравнением (12.16), можно найти зависимость тока и напряжения от времени. При этом длительность импульса рентгеновской вспышки itw^d/v, а коэффициент перед d/v будет зависеть от способа определения длительности (см. (3.5)). Прямая пропорциональность между iH и d согласуется с экспериментальными результатами по разряду линии на диоды с острийным катодом [3'07, 62].
В последние годы созданы генераторы весьма мощных наносекундных импульсов рентгеновского излучения. Увеличение интенсивности- достигается повышением энергии электронов и увеличением тока. Описание некоторых мощных генераторов рентгеновских лучей можно найти в обзоре (282]. Наиболее мощным среди таких генераторов является установка «Гермес-2» [289], в которой генератор Маркса заряжает двойную коаксиальную линию. В конденсаторах генератора Маркса запасается около 10е Дж. При длительности импульса 70 нс, амплитуда тока составляет 200 кА, а напряжение на трубке 12 МВ. Доза импульса излучения на расстоянии 1 м составляет около 7 000 рад.
12.6.	Другие типы генераторов мощных наносекундных электронных пучков
Все рассмотренные генераторы мощных наносекундных электронных пучков основаны на разряде предварительно заряженного емкостного накопителя (обычно линии) на диод с сильноточным катодом. Это наиболее распространенный способ получения мощных электронных пучков. Однако имеется ряд работ, в которых предпринимаются попытки создания генераторов электронных пучков, работающих на основе других принципов.
Например, в (308] описан проект установки «Пульси-трон», в котором используется импульсный источник, предложенный Фитчем и Говелом (1'12]. В этом источнике (см. рис. 7.12) через сопротивления Ra и R заряжаются емкости С. Если их число четное, то из-за разной полярности напряжения на соседних емкостях суммарное 228
напряжение на них будет равно нулю. При одновременном замыкании коммутаторов 'К в АС-контурах начнет-ся колебательный процесс и через время nJ/LC произойдет перезарядка емкостей, вследствие чего напряжение на нагрузке станет пС/0. Установка «Пульситрон»
рассчитана на получение кольцевого электронного пуч-
ка с током до 106 А и энергией до 106 В.
Б. М. Ковальчук и Ю. А. Котов (309] разработали генератор наносекундных электронных пучков с индуктивным нако-
Рис. 12.18. Схема генератора электронных пучков с индуктивным накопителем:
С — конденсатор; Р1 и Р2 — разрядники; ВП — прерыватель; L — накопительная индуктивность; Д — диод; R1 и R2 — делитель напряжения; Кш — шунт.
мак-
преры-ва-
пителем (рис. 12.18). Первоначально энергия запасается в емкости С, заряженной до напряжения 40 кВ, которая с помощью разрядника Р/ подключается к индуктивности L
через прерыватель ВП. В момент достижения симума тока <в индуктивности срабатывает
тель ВП и индуктивность через разрядник подклю-
чается к диоду генератора пучков. При этом энергия, накопленная в индуктивности, будет передаваться
электронам диода. В качестве прерывателя используется набор тонких проводников (см. гл. 8). В таком генераторе получен пучок электронов с энергией 400 кэВ, током 5 кА и длительностью —70 нс. Генераторы электронных пучков с индуктивными накопителями могут
оказаться полезными при получении пучков с весьма высокими энергиями, когда габариты накопительных линий становятся большими, при создании схем умно-
жения напряжения с индуктивными контурами, так как на индуктивности каждого из таких контуров можно сравнительно просто получать напряжение до 106 В и управлять такими контурами можно с наносекупдной точностью [309].
Во всех рассмотренных выше генераторах электронных пучков для получения электронов с энергией W необходимо иметь на диоде напряжение с амплитудой Uz^W/e. При энергиях электронов в единицы и десятки МэВ габариты таких генераторов становятся очень боль-шими (десятки и даже сотни метров). Для получения
229
импульсных токов электронов с амплитудой в сотни и тысячи ампер и с энергией в несколько мегаэлектрон-
форматоров с одновитковыми
вольт используются линейные индукционные ускорители [310]. Установки такого . типа для получения пучков электронов длительностью до 10 7 с и менее представляют собой серию последовательно соединенных транс-безжелезными катушками [311]. Ускорение электронов осуществляется электрическим полем, индуци-
Рис. 12.19. Схема безжелезного линейного индукционного ускорителя электронов:
С, С' — конденсаторы; Р и Р' — управляемые разрядники; Р и R' — сопротивления; L — соленоид; I — ток пер-
руемым при синхронном изменении магнитных потоков отдельных индукторов.
На рис. 12.19 показана схема одной из таких ускоряющих систем. Особенностью этой схемы является объединение всех
эл ементов каждого- пер -вичного контур а: кольцевого конденсатора С, управляющего разрядника Р и соединяющих их
вичного контура.	ШИН (да1СКов) АВ И DE,
в горообразный магнито-провод AB.DE, удерживающий замкнутый переменный магнитный поток, который создается током при разряде накопительной емкости С. Индуцируемое
электрическое поле концентрируется в ускоряющем зазоре АН, заземленном (вторичным контуром AFNH, охватывающим магнитопровод. В ускорителе накопительная емкость С — 0,053 мкФ набрана из десяти малоиндуктивных сикондовых конденсаторов с рабочим напряжением 50 кВ. Цилиндрические электроды раз-
рядника вместе с симметрично расположенными по
окружности четырьмя параллельными токовыми разрядными каналами, одновременно (±2 нс) закорачивающими межэлектродный зазор, образуют внутренний цилиндр тока. Амплитудное значение разрядного тока в первичном контуре 105 А при частоте колебаний 6,2 МГц. Безжелезный магнитопровод вместе с охватывающим его вторичным контуром образует ускорительную ячейку, высота которой 50 мм, диаметр 1050 мм.
Ускоритель на 2 МэВ и 2 кА собран ив 48 одинаковых ячеек, объединенных в три блока. Электроны инжектируются в ускоритель с энергией в несколько сот кэВ. Для проводки килоамперных пучков от инжектора до мишени ускорителя используется магнитное ограничение. Продольное магнитное поле создается с помощью соленоида L, помещенного в область ускорения и служащего одновременно для улучшения однородности ускоряющего электрического поля. Ускоряющая система нагружена на соленоид через конденсатор С', заряжаемый от внешнего источника.
12.7.	Т ранспортировка мощных релятивистских электронных пучков
Электронный пучок, выведенный из диода, стремится разойтись вследствие взаимного расталкивания частиц под действием электрических зарядов. Сила, вызванная этим эффектом, направлена наружу по радиусу пучка. Можно скомпенсировать силы электрического расталкивания, если пропускать электронный пучок сквозь «фон», состоящий из положительных ионов. Такая ситуация создается, когда пучок проходит сквозь газ. При соударениях с электронами часть газовых молекул превращается в положительные ионы и образуется плазма. В зависимости от соотношения числа электронов пе и ионов я. в единице объема пучка можно достичь частичной компенсации (ne>ni), полной (пе=п<) и даже перекомпенсации, когда п„<П{. Следует отметить, что впервые свойства таких пучков теоретически исследовались еще в 50-х годах Г. И. Будкером [312] и Беннетом [313].
В сильноточных релятивистских пучках действует и другая сила, направленная противоположно силам расталкивания. Эта сила обусловлена тем, что движущиеся электроны порождают магнитное поле, которое воздействует на пучок так, что стремится сжать его и тем самым препятствует его расфокусировке. Еще одна интересная особенность релятивистского электронного пучка заключается в том, что в плазме, которую пронизывает такой пучок, образуется встречный ток, текущий в направлении, противоположном току и пучке. Этот ток создает магнитное поле, способное скомпенсировать (нейтрализовать) поле самого пучка. Появление встречного тока обусловлено явлением самоиндукции. Быстрое нарастание магнитного поля, порожденного пучком при вхождении его в плазму, вызывает появление электродвижущей силы, направленной в сторону, противоположную току пучка. Благодаря этой э. д. с. и возникает встречный ток. Итак, поведение пучка, проходящего сквозь плазму, определяется совокупностью электрических и магнитных полей, созданных пучком.
Если увеличивать давление газа, сквозь который проходит пучок, то меняется и соотношение еил, обусловленных электрическими и и магнитными полями, и это определяет поведение пучка. При давлениях в дрейфовой камере ниже 10-3 мм рт. ст. радиальные силы расталкивания превышают все остальные. Это приводит к рассеиванию пучка. Если камера заполнена газом с давлением порядка
231
I0-1 мм рт. ст., картина в пучке сильно меняется. Электроны ионизируют газ, освобождая вторичные электроны, которые отталкиваются электрическим полем по радиусу за пределы пучка. Оставшиеся положительные ионы нейтрализуют электронный пучок, ослабляя расталкивание, а силы магнитного сжатия уменьшают диаметр пучка до нескольких миллиметров. Это явление называют магнитной самофокусировкой релятивистского электронного пучка.
Если давление повышать дальше до величины порядка р = 1 мм рт. ст., плотность газа становится достаточной для образования хорошо проводящей плазмы. Индукционное поле прямого тока вызывает в этой плазме встречный ток, который приводит к ослаблению фокусирующего действия магнитного поля пучка. Поток электронов свободно дрейфует и характеризуется очень малой расходимостью, поскольку все силы в пучке уравновешены. Его интенсивность довольно быстро уменьшается из-за столкновения с молекулами газа. Получены экспериментальные результаты, согласно которым пробег электронного луча (дрейф) определялся расстоянием приблизительно в десять метров. При атмосферном давлении пучок сжимается магнитным полем и быстро рассеивается в камере из-за частых столкновений с молекулами газа.
Интересен вопрос о предельных токах такого пучка. После быстрой нейтрализации объемного заряда электронов при прохождении пучка через газ остается только сжимающее магнитное поле. Чем больше увеличивать ток в пучке, тем сильнее будет это поле. В конце концов наступает такая ситуация, когда собственное магнитное поле становится настолько сильным, что «пережимает» и останавливает пучок. Электроны в пучке вместо поступательного движения совершают гармонические колебания перпендикулярно оси пучка. Этот предел определяется величиной
f==1,7 • 104ру, где £ —предельный ток-пучка в А, р = ц/с— отношение скорости частиц в пучке к скорости света; у=(1—v2/c2)-1/2.
Следует, отметить, что этот предел выведен на основе идеализированной модели явления, не учитывающей некоторых его сторон.
Если мощный релятивистский пучок проходит вблизи металлической поверхности, то быстро нарастающее магнитное поле, связанное с пучком, наводит в проводнике вихревые токи встречного направления. Получается такая ситуация, будто за поверхностью расположен проводник с током равной силы, но противоположного направления. Поскольку магнитные поля двух токов встречного направления приводят к взаимному отталкиванию проводников, электронный пучок отклоняется от металлической поверхности- и даже закручивается, если его ввести в полое металлическое кольцо.
Более детальное рассмотрение вопросов фокусировки и транспортировки электронных пучков выходит за рамки настоящей книги, поэтому мы не' будем па нем останавливаться.
12.8.	Применение мощных релятивистских электронных пучков
Электронные пучки, создаваемые наносекундными ускорителями, отличаются от известных ранее тремя характерными чертами: большой ток, недосягаемая ранее плотность электронов в пучке, а следовательно, концентрация энергии и очепь малая длительность пуч-232
ка. Совокупность, этих свойств делает возможным применение тако-го устройства в самых различных областях.
Прежде всего отметим использование его как форинжектора, т. е. поставщика электронов, которые в дальнейшем разгоняются до более высоких энергий в другом ускорителе. Считается перспективным применение плотных релятивистских электронных пучков для повышения эффективности ускорителей на встречных пучках, а также для создания мощных накопителей ускоренных частиц. Интересны перспективы применения мощных электронных пучков для коллективного метода ускорения ионов, предложенного В. И. Векслером. В ускорителе создается плотный сгусток релятивистских электронов. Если в этот сгусток ввести некоторое количество положительных иопов, то они будут захвачены электронами и получат такую же скорость, как и разгоняемый электронный сгусток. Однако энергия этих ионов в конце цикла ускорения будет больше энергии электронов во столько раз, во сколько релятивистская масса ионов больше массы электронов. Ионы отделяют от электронов, пропуская пучок через сильное магнитное поле.
Еще одной важной областью, в которой мощные релятивистские электронные пучки имеют большие перспективы, является плазменная электроника. Известно, что при движении быстрой заряженной частицы в среде со скоростью, превышающей фазовую скорость волн в этой среде, происходит черепковское излучение. Если в среде движется пучок электронов, то электромагнитное излучение такого пучка может стать очень интенсивным, и такая система может служить, генератором излучения. Если пучок пропускать через плазму, то в системе плазма — пучок можно возбуждать широкий диапазон электромагнитных радиоволн вплоть до миллиметровых. Есть и много других предложений по использованию мощных релятивистских электронных пучков, например, для возбуждения импульсной термоядерной реакции. Вследствие трудностей, связанных с удержанием плазмы в магнитном поле, предлагается нагревать мощным электронным пучком тритий-дейтериевую смесь до термоядерных температур за столь короткое время, чтобы плазма без всяких удерживающих магнитных полей не успела разлететься.
Широкое применение нашли электронные пучки для создания активной ,среды в квантовых генераторах, а также при разработке импульсных источников рентгеновских лучей. Известны также попытки применения таких пучков для технологических целей, например, для стерилизации продуктов, а также в плазмохимии и в экспериментах по радиационной физике твердого тела. В первом и во втором случаях используется возможность получения электронных пучков при взрывной электронной эмиссии любых размеров и конфигураций.
Однако на пути широкого применения таких пучков в физических экспериментах имеется еще много трудностей. Во-первых, уста новки для получения мощных релятивистских пучков еще громоздки, дорогостоящи и сложны в эксплуатации. Во-вторых, ряд параметров таких пучков трудно поддается регулировке. Например, такие пучки имеют широкий энергетический спектр электронов (иногда десятки процентов от максимальной энергии) обусловленный большим отношением длительности фронта импульса ускоряющего напряжения к его длине, трудностью согласования диода с накопительной линией, а также изменением импеданса диода в процессе ускорения электронов из-за движения плазмы с катода в сторону анода.
Список литературы
1.	Льюис И., Уэлс Ф. Миллимикросекундная импульсная техника. Пер. с англ. М., ИЛ, 1956.
2.	Ицхо-ки Я. С. Импульсные устройства. М., «Сов. радио», 1959.
3.	Мору гин Л. А., Г л е б о в и ч Г. В. Наносекундная импульсная техника, М., «Сов. радио», 1964.
4.	Месяц Г. А. Получение импульсов высокого напряжения с крутым фронтом. — В кн.: Высоковольтное испытательное оборудование и измерения. Под ред. А. А. Воробьева, М., Госэнергоиз-дат, 1960.
5.	В о р о б ь е в Г. А., Месяц Г. А. Техника формирования высоковольтных наносекундных импульсов. М., Госатомиздат, 1963.
6.	Месяц Г. А., Насибов А. С., Кремнев В. В. Формирование наносекундных импульсов высокого напряжения. М., «Энергия», 1970.
7.	К а т а е в И. Г. Ударные электромагнитные волны. М., «Сов. радио», 1963.
8.	Л е б Л. Основные процессы электрических разрядов в газах. М., Гостехиздат, 1950.
9.	М и к Д., К р э г с Д. Электрический пробой газов. Пер. с англ. М., ИЛ, 1960.
10.	Ре тер Г. Электронные лавины и пробой в газах. Пер. с англ. М., «Мир», 1968.
11.	Капцов Н. А. Электрические явления в газах и вакууме. М., Гостехиздат, 1950.
12.	Экзоэлектронная эмиссия. Пер. с нем. М., ИЛ, 1962.
13.	Биндер Л. Блуждающие волны в электрических сетях. Л., ОНТИ, 1935.
14.	R о m р е R., W e i z е 1 W. Uber das Toeplersche Funkengesetz. — «Zs. Physik», 1944, B. 122, H. 9—12.
15.	Месяц Г. А. Разработка и исследование высоковольтных нано-секундных импульсных устройств. Кандидатская диссертация. Томский политехнический институт, 1961.
16.	Андреев С. И., Ванюков М. П. Исследование электрических процессов в искровом разряде наносекундной длительности.— «Журнал технической физики», 1961, т. 31, вып. 8, с. 961— 964.
17.	Griinberg R. GesetzmaBigkeiten von< Funkenentladungen im Nanosekundenbereich. — «Zs. f. Naturforschung», 1965, B. 20a, H. 2, S. 202—212.
18.	Месяц Г. А., К о p ш у н о в Г. С. Закономерности образования искры в наносекундном диапазоне времени при статическом пробое промежутка. — «Журнал технической физики», 1968, т. 38, № 4, с. 646—655.
19.	Брагинский С. И. К теории канала искры. — «Журнал экспериментальной и теоретической физики», 1958, т. 34, вып. 6, с. 1548—1557.
234
20.	Андреев С. И., Орлов Б. И. К теории развития искрового канала. — «Журнал технической физики», 1965, т. 35, № 8 с. 1411 — 1418.
21.	Месяц Г. А., Б ы ч к о в Ю. И., Кремнев В. В. Импульс ный наносекундный электрический разряд в газе. — «Успехи физических наук», 1971, т. 10, вып. 2, с. 201—228.
22.	Т h о 11 Н. Der Ubergang der Elektronenlawine in den Kanalauf-bau bei hoher iiberspannung in Stickstoff (mil geringen CH4 — Zusatz). — «Zs. f. Naturforschung», 1963, B. 18a, № 5, S. 587.
23.	Fletcher R. C. Impulse breakdown in the 10-9 sec. range of air at atmospheric pressure. — «Phys. Rev.», 1949, v. 76, № 10, p. 1501—1511. •
24.	Месяц Г. А., Бычков IO. И., И с к о л ь д с к и й А. М. Время формирования разряда в коротких воздушных промежутках в наносекундном диапазоне времени.— «Журнал технической физики», 1968, т. 38, № 8, с. 1281.
25.	D i с к е у F. R. Contribution to the Theory of Impulse Breakdown.—«J. Appl. Phys.», 1952, v. 23, № 12, p. 1336—1339.
26.	Richter K. Die Eigenschaften von Elektronen lawinen bei ho-hen Verstarkungen in Ather. — «Zs. Phys.», 1964, B. 180, S. 489. (русский перевод в книге [10]).
27.	Fe 1 s e nt h a 1 P., Proud J. M. Nanosecond pulse breakdown in gases. — «Phys. Rev.», 1965, v. 139, № 6A, p. 1796 (русский перевод в книге [10]).
28.	Не стер и хи и Ю. Е., Комельков В. С., Мей лихо в Е. 3. Импульсный пробой малых промежутков в наносекундной области времен. — «Журнал технической физики», 1964, т. 34, вып. 1, с. 40—52.
29.	Ток и напряжение искры при импульсном пробое газового промежутка в наносекундном диапазоне времени. — «Журнал технической физики», 1969, т. 39, № 1, с. 75—81. Авт.: Г. А. Месяц, В. В. Кремнев, Г. С. Коршунов, Ю. Б. Янкелевич.
30.	Investigation of development of descharge in nanosecond range under atmospheric conditions. — In: Proc. 10-th Intern. Conf. Phenomena in Ionized Gases 1971. Oxford. England, September 13—18 1971, p. 168. Aut.: Yu. I. В i e h k о v, P. A. G a w r i 1 у u k, Yu. D. Korolev, G. A. M e s у a t s.
31.	Ковальчук Б. M., Кремнев В. В., Месяц Г. А. Лавинный разряд в газе и генерирование нано- и субна посекундных импульсов большого тока. «ДАН СССР», 1970, т. 191, № 1, с. 76—78.
32.	Кремнев В. В., Месяц Г. А., Я п к е л е в и ч Ю. Б. О развитии одиночной электронной лавины в газе в наносекундном диапазоне. — «Известия вузов СССР. Физика». 1970, .№ 2, с. 81—89.
33.	К р е м н е в В. В., Месяц Г. А. О механизме развития импульсного разряда в газе при одноэлектронном инициировании.— «Журнал прикладной механики и технической физики», 1971, № 1, с. 40—45.
34.	Г у р е в и ч А. В. К теории эффекта убегающих электронов. — «Журнал экспериментальной и теоретической физики», 1960, т. 39, вып. 5(11), с. 1296.
35.	Е л и н с о н М. И., В а с и л ь е в Г. Ф. Автоэлектронная эмиссия. М., Физматгиз, 1958.
235
36.	С л и в к о в И. Н. Электроизоляция и разряд в вакууме. М., Атомиздат, 1972.
37.	М е с я ц Г. А., Бычков 10. И. Статистическое исследование запаздывания пробоя коротких газовых промежутков в сверхвысоких электрических полях в наносекундной диапазоне. — «Журнал технической физики», 1967, т. 37, вып. 9, с. 1712.
38.	Станкевич Ю. Л., Калинин М. С. Повышение пробивных напряженностей поля в двухэлектродных промежутках с катодами из монокристаллов при высоких давлениях. — «Журнал технической физики, 1966, т. 36, № 8, с. 1499—1500.
39.	Стеко льников И. С. Импульсная осциллография и ее применение. М., изд-во АН СССР, 1949.
40.	God love Т. F. Nanosecond triggering of air gaps with intense ultraviolet light. — «J. Appl. Phys.», 1961, v. 2, № 8, p. 1589.
41.	Stolen S. Breakdown induced by transient U. V. irradiation.— In: Proc. 9-th. Intern. Conf. Phenomena in Ionized Gases, 1969, September 1—6, Romania, p. 259.
42.	Усов IO. П. Искросветный запуск разрядников в газах при различных давлениях. — В кн.: Пробой диэлектриков и полупроводников. Под ред. А. А. Воробьева. Сборник докладов IV межвузовской конференции по пробою диэлектриков и полупроводников. М., Госэнергоиздат, 1964.
43.	Р а й з е р Ю. П. Пробой и нагревание газов лазерным лучом.— «Успехи физических наук», 1965, т. 87, № 1, с. 29.
44.	Действие лазерного излучения. Пер. с англ. М., «Мир», 1968.
45.	Pendelton W. К., Guenther А. Н. Investigation of a laser triggered spark gap. — «Rev. Sci. Instr.», 1965, v. 36, № 11, p. 1545—1550.
46.	Разряд в газе высокого давления, инициируемый пучком быстрых электронов. — «Журнал прикладной механики и технической физики», 1971, № 6. Авт.: Б. М. Ковальчук, В. В. Кремнев, Г. А. Месяц, Ю. Ф., По т а л и ц ы н.
47.	Spark-Gap Trigger System. — «Rev. Sci. Instr.», 1964, v. 35, № 10, p. 1326. Au-t: G. Schrank, G. Henry, Q. Kerns, K. A. Swanson.
48.	Spark chamber pulsing system. — «Rev. Sci. Instr.», 1964, v. 35, № 11, p. 567. Aut: L. Lavoie, S. Parker, C. R e y, D. M. Schwarts.
49.	Разрядник для искровой камеры, управляемый импульсом малой . амплитуды. — «Приборы и техника эксперимента», 1967, № 2, с. 68—70, Авт.: Г. М. Городинский, Е. А. Дамаскинский, А. С. Денисов и др.
50.	Ковальчук Б. М. Разработка и исследование генераторов наносекундных импульсов большого тока. Кандидатская диссертация. Томский политехнический институт. 1969.
51.	Развитие поверхностного разряда по диэлектрику с большой диэлектрической проницаемостью в газе в на посекундном диапазоне. — «Журнал прикладной механики и технической физики», 1973, № 1, с. 181 —187. Авт.: Б. М. Ковальчук, В. В. Кремнёв, Г. А. М е с я ц, Я. Я. Юрик е.<
52.	Мюллер Э. В. Автоионизация и автоионная микроскопия.— «Успехи физических наук», 1962, т. 77, № 3, с. 481.
53.	Г о в о р к о в В. А. Электрические и магнитные поля. М., «Энергия», 1968.
236
54.	H a w 1 е у R., Zaky A. A.. Zein El dine M. E.— «Proc. 1ЕЕ», 1965, v. 112, № 6, p. 1237—1248.
55.	Initiation of electrical breakdown in ultrahigh vacuum. — «J. Vacuum Sci. and Technol.», 1964, v. 1, № 2, p. 35, Aut: D. Alpert, D. A. Lee, E. M. Lyman, H. E. Tom as ch ke.
56.	Chatterton P. A. A theoretical study of field emission initiated vacuum breakdown. —«Proc. Phys. Soc.», 1966, v. 88, p. 231—245,
57.	Charbonnier F. M., Bennett e C. J., Swanson L. W. Electrical breakdown between metal electrodes in high vacuum. — «J. Appl. Phys.», 1967, v. 38, № 2, p. 627—640.
58.	Фур сей Г. H., Воронцов-Вельяминов П. И. Качественная модель инициирования вакуумной дуги. «Журнал технической физики», 1967, т. 37, № 10, с. 1870—1888.
59,-Mesyats G. A. The role of fast processes in vacuum breakdown. — In: Proc 10-th Intern. Conf. Phenomena in Ionized Gases. Oxford. England, 1971, September 13—18.
60	., Кассиров Г. M., Ковальчук Б. М. Исследование времени запаздывания разряда при электрическом пробое вакуумных промежутков. — «Журнал технической физики», 1964, т. 34, № 3, с. 484—487.
61.	Кассиров Г. М., Месяц Г. А. О механизме пробоя коротких вакуумных промежутков. — «Журнал технической физики», 1964, т. 34, № 8, с. 1476—1481.
62.	F г е у t a g J. Р. Generateurs a Rayons X-eclairs, р. 1. Tubes.— «Revue Technique Thomson CSE», 1969, v. 1, № 4, p. 553—573.
63.	Тарасова Л. В., Разин А. А. Перенос материала электродов в предпробойной фазе и при электрическом пробое в высоком вакууме. — «Журнал технической физики», 1959, т. 29, № 8, с. 967—974.
64.	S w a b е S. Spektroskopische Bestirnniung des Materialtransportes im Vordurch bruchsstadium des I lochvakuumdurchschlags.— «Zeit. angew. Phys,», 1960, v. 12, № 6, S. 244—250.
65.	Розанова H, Б., Гран о в с к и й В. Л. О возникновении электрического пробоя высоковакуумного промежутка. — «Журнал технической физики», 1956, т. 26, № 3, с. 489—496.
66.	Электронно-оптическое наблюдение инициирования и развития импульсного пробоя короткого вакуумного промежутка. — «Журнал технической физики», 1967, т. 37, № 12, с. 2206—2208. Авт.: С. П, Бугаев, А. М. И с к о л ь д с к и й, Г. А. М е с я ц, Д. И. Проскуровский.
67.	Бугаев С. П., М е с я ц Г. А., П р о с к у р о в с к и й Д. И. Катодный и анодный факелы при импульсном разряде в вакууме в наносекундном диапазоне. — «ДАН СССР», 1969, т. J 86, № 5, с. 1067—1069.
68.	Месяц Г. А., Проскуровский Д. И. Рост тока в искре при импульсном пробое коротких вакуумных промежутков. — «Известия вузов СССР. Физика», 1968, № 1, с. 81—85.
69.	Исследование инициирования и развития импульсного пробоя коротких вакуумных промежутков в наносекундном диапазоне времени.— «Радиотехника и электроника», 1969, т. 14, № 12, с. 2222—2230. Авт.: Г. А. Месяц, С. П. Б у г а е в, Д. И. Проскуровский и др.
70.	Б а ж е н о в- Г. П., Месяц Г. А., Пр ос к у р о в с к и й Д. И. Исследование структуры электронных потоков, эмиттируемых из
237
г . । <
 Г.
катодных факелов в начальной стадии вакуумного пробоя.— «Известия вузов СССР. Физика», 1970, № 8, с. 87—90.
71.	Эмиссия электронов с катода в начальной фазе наносекундного вакуумного разряда. — «Известия вузов СССР. Физика», 1969, № 5, с. 153—154. Авт.: Г. А. Месяц, Г. И. Баженов, С. П. Б у г а е в и др.
72.	Исследование временных характеристик перехода автоэлектронной эмиссии в вакуумную дугу. — «ДАН СССР» т. 192, № 2, с. 309—312. Авт.: Г. К. Карцев, Г. А. Месяц, Д. И. П р о-скуровский и др.
73.	Литвинов Е. А., М е с я ц Г. А., Ш у б и н А. Ф. Расчет тер-моавтоэмиссии, предшествующей взрыву микроэмиттеров под действием импульсов автоэлектронного тока. — «Известия вузов СССР. Физика», 1970, № 4, с. 147—151.
74.	Месяц Г. А., П р о с к у р о в с к и й Д. И. Взрывная эмиссия электронов из металлических острий. — «Письма в ЖЭТФ», 1971, т. 13, с. 7—10.
75.	Van Oostrom A. Dependence of the critical field strength for vacuum breakdown of tungsten on the field emitting area. — In: Proc. 3-rd Intern. Symp. Discharges and Electr. Insul. in Vacuum. Paris, 1968, September.
76.	Nottingham effect in field and T-F emission: heating and cooling domains, and inversion temperature. — «Phys. Rev. Lett.», 1964, v. 13, № 13, p. 397—401. Aut.: F. M. Charbonnier, R. W. Strayer, L. W. Swanson, E. E. Martin.
77.	S w a n s о n L. W., С г о u s e r L. C., Charbonnier F. M. Energy exchanges attending field electron emission.—«Phys. Rev.», 1966, v. 151, № 1, p. 327—340.
78.	Олендзская H. Ф., Сальман M. А. Временные характеристики электрического пробоя в вакууме. — «Журнал технической физики», 1970, т. 40, № 2, с. 333—339.
79.	F 1 у n n R. Т. G. The discharge mechanism in the high-vacuum cold-cathode pulsed X-ray tube.—«Proc. Phys. Soc.», 1956, v. В 69, p. 748—762.
80.	И в и Ф. Токи, ограниченные пространственным зарядом. — В кн.: Проблемы современной физики, 1956, № 6, с. 5—103.
81.	Смайт В. Электростатика и электродинамика. Пер. с англ. М., ИЛ, 1954.
82.	R a vary Р., Coldman М. Etude sur I’initiation de Гаге dans le vide par 1’analyse des temps de commutation. — In: Proc. 4-th Intern. Symp. Discharges and Electr. Insul, in Vacuum. Waterloo, Canada, 1970, September 1—4.
83.	Литвинов E. А., Месяц Г. А. О вольтамперной характеристике диода с острийным катодом в режиме взрывной эмиссии электронов. — «Известия вузов СССР. Физика», 1972, № 8, с. 158—160.
84.	Баженов Г. П. Экспериментальное исследование взрывной эмиссии электронов. Кандидатская диссертация. Томский политехнический институт, 1973.
85.	Б а к ш т Р. Б., Ельчанинов А. С. Источник импульсного рентгеновского излучения 300 кэВ. — В кн.: Электрофизическая ' аппаратура и электрическая изоляция. Под ред. А. А. Воробьева, М., «Энергия», 1970, с. 336—339.
238
86.	L i n к W. T. Electron beams from 10H—lO1^ watt pulsed accelerators. — «IEEE Trans, on Nucl. Sci.», 1967, v. NS-14, Ns 3, p. 777—781.
87.	Зельдович Я- Б., Райзер Ю. И. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений. М., «Наука», 1966.
88.	Электрический взрыв проводников. Пер. с англ. М., «Мир», 1965.
89.	Б а к ш т Р. Б., Манылов В. И. Спектроскопическое исследование катодного факела, возникающего в начальной фазе вакуумного разряда. — «Известия вузов СССР. Физика», 1971, № 9, с. 148—<149.
90.	Нагревание и разлет плазмы, образующейся при воздействии сфокусированного гигантского импульса лазера на твердую мишень. — «Журнал экспериментальной п теоретической физики», 1966, т. 51, Ns 4, с. 989—1000. Авт.: И. Г. Басов, В. А. Дементьев, В. А. Бой к о и др.
91.	A photographic study of electrical breakdown of small caps in vacuum. — «Brit. J. Appl. Phys.», I960, v. I) 2, № 7. Aut: W. A. Smit h, С. T. E I I i о t, P. Л. C h a 11 e r t о n, D. L. P u 1-frey.
92.	Короп E. Д., Плютто Л. Л. Ускорение ионов катодного материала при вакуумном пробое. — «Журнал технической физики», 1970, т. 40, № 12, с. 2534—25,37.
93.	К о р о п Е. Д., Плютто А. А. Влияние плазмы на эмиссию острийиого катода. — «Журнал технической физики», 1971, т. 41, № 5, с. 1055—1056.
94.	Физическое металловедение. Пер. с англ., М., «Мир», 1968.
95.	Н a w 1 е у R. Markings on copper electrodes after electrical breakdown in vacuum. — «Vacuum», 1961, v. 11, Ns 1, p. 32—35.
96.	К о f о i d M. J. Effect of metal-dielectric junction phenomena on high-voltage breakdown over insulators in vacuum.—«Power Apparatus and Systems», 1960, Ns 6, p. 999—1004.
97.	Б у г a e в С. П., M e с я ц Г. А. Временные характеристики импульсного разряда по границе диэлектрик-вакуум в наносекунд-ном диапазоне. — «Журнал технической физики», 1965, т. 35, Ns 7, с. 1202—1204.
98.	Б у г а е в С. П., М е с я ц Г. А. Исследование механизма импульсного пробоя по поверхности диэлектрика в вакууме. — «Журнал технической физики», 1967, т. 37, Ns 10.
99.	Бугаев С. П., Месяц Г. А. Эмиссия электронов из плазмы незавершенного разряда по диэлектрику в вакууме. — «ДАН СССР», 1971, т. 196, Ns 2, с. 324—326.
100.	Бугаев С. И., Месяц Г. А. Искровой обостритель. Авторское свидетельство № 186033. — «БИ», 1966, № 18.
101.	Импульсный источник больших электронных токов наносекупд-иой длительности. — «Известия вузов СССР. Физика», 1968, № 1, с. 145—147. Авт.: С..П. Бугаев, Ф. Я. Загулов, Б. М. Ковальчук, Г. А. Месяц.
102.	Вакуумные искровые реле. — «Приборы и техника эксперимента», 1958, № 5, Авт.: А. А. Бриш, А. Б. Дм и т р и е в, Л. Н. Космарский и др.
103.	Белоруссов II. И., Г р о д н е в И. И. Радиочастотные кабели. М., Госэпергонздат, 1969.
104.	Литвиненко О. II., Сошников В. И. Теория неоднородных линий и их применение в радиотехнике. М., «Сон. радио», 1964.
239
105.	Каляцкий И. И., Дулозой А. А., Желез чиков Б. П. Искажение высоковольтных мопополярных импульсов в коаксиальном кабеле. — «Известия Сибирского отделения АН СССР, ОТН», 1965, т. 10, № 3, с. 151—154.
106.	Жекулин Л. А., Распространение электромагнитных сигналов по коаксиальному кабелю. -- «Известия АН СССР, ОТН», 1941, № 3, с. 11—24.
107.	Таблицы вероятностных функций, т 1. Вычислительный центр АН СССР, 1958.
108.	Глебович Г. В. Переходные характеристики коаксиальных кабелей с учетом потерь в проводниках и диэлектрике. — «Электросвязь», 1961, № 5.
109.	Месяц Г. А. Согласование искусственной и естественной линий для получения длинных импульсов с коротким фронтом. — «Приборы и техника эксперимента», 1964, № 3, с. НО—112.
110.	Введенский Ю. В. Тиратронный генератор наносекундных импульсов с универсальным выходом. — «Известия вузов СССР. Радиотехника», 1959, №2, с. 249—251.
111.	Аус лен дер В. А., Ильин О. Г., Шендерович А. М. Формирование импульсов тока регулируемой длительности. — «Приборы и техника эксперимента», 1962, № 3, с. 81—83.
112.	Fitch R. A., Howell V. Т. S. Novel principle of transient high-voltage generation. — «Proc. 1ЕЕ», 1964, v. Ill, № 4.
113.	Lewis I. A. D. Some transmission line devices for use with millimicrosecond pulses. — «Electr. Eng.», 1955, № 27, p. 332.
114.	Павловский А. И., Склизков Г. В. Получение прямоугольных импульсов высокого напряжения. — «Приборы и техника эксперимента», 1962, № 2, с. 52.
115.	Насибов А. С., Ломакин' В. Л., Ваграмов В. Г. Генератор высоковольтных импульсов малой длительности. — «Приборы и техника эксперимента», 1965, № 5, с. 133.
116.	Ковальчук. Б. М., Кремнев В. В., Месяц Г. А. Трансформаторы наносекундных импульсов большого тока. — «Приборы и техника эксперимента», 1969, № 3, с. 125.
117.	Генератор наносекундных импульсов напряжения с амплитудой 1 МВ. — «Приборы и техника эксперимента», 1968, № 1, с. 126. Авт.: Г. А. Воробьев, Н. С. Руденко, В. В. Багин, В. И. Цветков.
118.	Белозеров Ю. С. Экспериментальное исследование спирального трансформатора импульсов наносекундной длительности. — «Известия вузов СССР. Радиотехника», 1962, т. 5, № 1, с. 58.
119.	Смирнов С. А., Т е р е щ е н к о Ф. Ф. Управляемые разрядники для коммутации больших импульсных токов. Сборник рефератов. М., Госатомиздат, 1962.
120.	Техника больших импульсных токов и магнитных полей. М., Атомиздат, 1970. Авт.: П. Н. Д а ш у к, Л. С. Зайенц, В. С. Комельков и др.
121.	Месяц Г. А. Исследование по генерированию мощных наносекундных импульсов. Докторская диссертация. Томский политехнический институт, 1966.
122.	Месяц Г. А., Коршунов Г. С. Исследование работы искрового разрядника с наносекундной стабильностью срабатывания.— «Приборы и техника эксперимента», 1963, № 4, с. 115— И7.
123.	Смирнов С. А., Шендерович А. М. Разработка надежного разрядника для коммутации больших, импульсных токов.—
240
В кп.: Труды III всесоюзной межвузовской конференции по электронным ускорителям. Томск, 3—9 септ. 1959 г., Томск, Изд. ТГУ, 1961.
124.	Управляемые дуговые разрядники, работающие в широком диапазоне напряжений без регулировки зазоров. — В кн.: Электрофизическая аппаратура и электрическая изоляция. Под ред. А. А. Воробьева. М., «Энергия», 1970. Авт.: И. И. Аксенов, Н. Г. Б а р а н о в, В. А. Б е л о у с и др.
125.	Смирнов С. А., Шендерович А. М. Двухэлектродный искровой разрядник. Авт. свидетельство № 129137.— «БП», 1959, № 16.
126.	Wilhelm R., Z w i с k е г Н. Uber eine einfache Kurzschluss — Funkenstrecke fur Stosstromanordnungen. — «Zeit. f. Aug. Phys.», 1965, Bd. 19, № 5.
127.	Fletcher R. C. Production and measurement of ultrahigh speed impulses. — «Rev. Sci. Instr.», 1949, v. 20, № 12, p. 861.
128.	Mar tin J. C., Make switch for fast electrical discharge. Английский патент № 988777, 1965.
129.	Theophanis G. A. Millimicrosecond triggering of high voltage spark gaps. — «Rev. Sci. Instr.», 1960, v. 31, № 4, p. 427.
130.	Воробьев Г. A., M e с я ц Г. А., Усов Ю. П. Генератор одиночных высоковольтных наносекундных импульсов. — «Приборы и техника эксперимента», 1961, № 3, с. 165—166.
131.	Месяц Г. А. Теория обостряющего искрового разрядника.— «Известия вузов. СССР. Физика», 1963, № 1, с. 137—141,
132.	Усов Ю. П. Исследование некоторых закономерностей газового разряда для разработки высоковольтных наносекундных импульсных генераторов, Кандидатская диссертация. Томский политехнический институт, 1964.
133.	Heard Н. 20-I\ilovolt Delta-Function Generator. — «Rev, Sci. Instr.», 1954, v. 25, № 5.
134.	Месяц Г. А. Искровые обострители мало чувствительные к амплитуде импульса. - «Журнал технической физики», 1965, т. 35, № 3, с. 516.
135.	Бугаев С. П., Месяц Г. А. Вакуумные искровые обострители. В кн.: Труды Гой Всесоюзной конференции но газоразрядным приборам. Искровые разрядники. Рязань, 1966, с. 12.
136.	Маршак И. С. Импульсные источники света. М., Госэпергоиз-дат, 1963.
137.	Генератор высоковольтных импульсов наносекупдпой длительности.— «Приборы и техники эксперимента», 1962, № 1, с. 96—98, Авт.: А. А. Воробьёв, Г. А. Воробьёв, Г. А. Месяц, А. И. Гол ы п ск и й.
138.	Месяц Г. А,, Воробьёв П. А., Бычков К). II. О применении газовых мпкрозазоров в высоковольтных наносекундных импульсных устройствах. «Радиотехника и электроника», 1965, т. 10, № 4, с. 78'0.
139.	Месяц Г. А., Воробьев Г. А, О возможное! и использования жидкостных разрядников в высоковольтных наносекундных импульсных генераторах. — «Известия вузов СС( iP. Физика», 1962, № 3, с. 21.
140.	Месяц Г. А. Исследование схемы формирования высоковольтных наносекундных импульсов. В кн.: Труды III всесоюзной межвузовской конференции по электронным ускорителям. Томск, Изд. ТГУ, 1961.
16—343
241
141,	М е с я ц Г. Л., У с о в Ю. Ц., Кор ш у н о в Г. С. Исследование времени запаздывания пробоя газовых промежутков с облучением для применения в наносекундной импульсной технике. — «Радиотехника и электроника», 1964, т. 9, № 5, с. 882—887.
142.	Генератор одиночных наносекундных импульсов высокого напряжения. — «Приборы и техника эксперимента», 1963, № 2, с. 75. Авт.: Б. Г. Е р о з о л и м с к и й, Л. Н. Бондаренко, В. П. Приходько и др,
143.	Gardner A. L. Sequence spark gap system. Пат. США? № 2659839, 1953.	-
144.	Воробьёв Г. А. Устройство для получения импульсов с коротким фронтом. Авт. свидетельство № 120876. — «БИ», 1959, № 13.
145.	Жильцов В. П„ Слуцкии Е. X. Многокамерный элемент схемы включения строботронов ПрИ высоковольтной фотографии.— «Приборы и техника эксперимента», 1963, № 4, с. 132.
146.	Воробьёв П. А., Поталицын Ю. Ф. Исследование работы заострителя мощных, наносекундных импульсов на газовых микрозазорах. — В кн.: Электрофизическая аппаратура и электрическая изоляция. Под Ред. А. А. Воробьёва. М., «Энергия»,
147.	Воробьёв, П. А., Ковальчук Б. М., Месяц Г. А. Управляемый коммутатор. Двт. свидетельство № 184342.—-«БИ», 1966, № 15.
148.	В о р о б ь ё в П. А., Месяц Г. А., Поталицын Ю. Ф, Новый мощный управляемый наносекундный коммутатор. — «Журнал технической физики», 1966, т. 34 № 8.
149.	Кова льчук Б. М., М е с я ц Г.’Д./п о т а л и ц ы н Ю. Ф. Многозазорный разрядник. Ав>. свидетельство № 243063. — «БИ», 1969, № 16.
150.	Мощный импульсный генератор тока. — «Приборы и техника эксперимента», 1970, №-6, с. 81. Авт.: А. П. Байков, А. М. Иске ль д ский, Б. М. Ков п льчук и др.
151.	Сканави Г. И. Физика диэлектриков. Физматгиз, 1958, ч. 2.
152.	Месяц Г. А. Емкостная коррекция фронта наносекупдного импульса, в схеме с искр0Вым разрядником.— «Известия АН СССР ОТН. Энергетика и автоматика», 1962, № 4, с. 68—70.
153.	W е i z е 1 W. Berechnung d^s Ablauf von Funken mrt Widerstand und Selbstinduktion im Strq>mkreis. — «Zs. Phys.», 1953, Bd. 135, H. 5, S. 639.
154.	Месяц Г. А. Анализ п-ар^метров высоковольтных наносекундных импульсов в схеме с формирующей емкостью и искровым разрядником. — «Труды Томского института радиоэлектроники и электронной техники», 1964, т. 2, с. 46.
155.	Кремнев В. В., Месац Г. А. Влияние межэлектродной емкости разрядника на крутизну фронта наносекундного импульса. — «Приборы и техника эксперимента», 1966, № 1.
156.	Ковальчук Б. М., Кремнёв В В., Месяц Г. А. Коррекция коммутационной характеристики искрового разрядника неоднородной формирующей линией. — «Приборы и техника эксперимента», 1966, № 6, сх цз—121.
157.	Воробьёв Г. А., КррЩунов'Т. С., Месяц Г. А. Высоковольтный генератор импуЛЬСов наносекундного диапазона. — «Приборы и техника эксперимента», 1963, № 2, с. 98—101.
242
158.	Tucker T. Equare-Wave Generator for Study of Exploring-Wires. — «Rev. Sci. Instr.», 1960, v. 31, № 2.
159.	Месяц Г. А. Генератор импульсов напряжения. Лит. свидетельство № 156616. — «БИ», 1963, № 16.
160.	Месяц Г. А. Генератор импульсов напряжения. Авт. свидетельство № 178854. — «БИ», 1966, № 4.
161.	Месяц Г. А., Кремнёв В. В. Увеличение крутизны фронта высоковольтного импульса, получаемого от генератора импульсных напряжений. — «Известия АН СССР ОТН. Энергетика и транспорт», 1963, № 2, с. 199—204.
162.	Генераторы для стримерных камер. — «Приборы и техника эксперимента», 1967, № 3, Авт.: И. А. Голутвин, Ю. В. Зане в-с к и й, Ю. Т. Кирюшкин, В. И. Устинов.
163.	Генератор наносекундных импульсов с амплитудой 150 кв.— «Приборы и техника эксперимента», 1963, № 6, с. 93—34. Авт.: Г. А. Воробьёв, Г. А. Месяц, И. С. Руденко, В. А. Смирнов.
164.	Трековая искровая камера с изотропными свойствами.—’В кн.: XII Международная конференция по физике высоких энергий. Госатомиздат, 1966, т. 2, с. 326—331. Авт. Г. Е. Ч и к о в а н и, В. Н. Р о й и и ш в и л и, В. А. Михайлов, Л. К. Джаври-ш в и л и.
165.	Воробьёв Г. А., Руденко Н. С. Генератор наносекундных импульсов напряжения 500 кВ. — «Приборы и техника эксперимента», № 1, с. 109—111.
166.	Месяц Г. А., Хмыров В. В., Осипов В. П. Генератор наносекундных прямоугольных импульсов с амплитудой 500 кВ и высокой частотой следования импульсов. — «Приборы и техника эксперимента», № 2, с. 102—105.
167.	Graubill S. Е., N a b 1 о S. V. The generation and diagnoses of pulsed relativistic electron beams above 10й watts.--«IEEE Trans. Nucl. Sci.», 1967, v. NS-14, № 3, p. 782—788.
168.	Сильноточный импульсный (i а посекундный ускоритель электронов с энергией 1 МэВ и током 50 кА. Материалы докладов 2-го Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц. М., 1970. Авт.: С. II. Б у г а е в, Б. М. К <> в а л ь ч у к, Г. Л. М е-с я ц и др.
169.	Смирнов С. М., Терентьев П. В. Генераторы импульсов высокого напряжения.— «Энергия», ИМ'>9.
170.	High voltage high speed square wave surge generator Rev. Sci. Instr.», 1952, v. 23, Ke 12, p. 766.
171.	Broadbent T. E. New high-voltage multi-stage impulse generator circuit. — «J. Sci. Instr.», I960, v. 37, № 7, p. 231—236.
172.	Sm ith W. A. An improvement to the multistage Impulse generator.--«J. Sci. Instr.», 1958, v. 35, Aft 12, p. 471.
173.	Intense nanosecond electron beams.--«IEEE Trans.», 1967, v. NS-14, № 3, p. 789. Ant.: F. M. Cha rb и и i e r, J, P. В a r-b ou г, I. L. Breneglc r.
174.	Gygi E., Schneider E Л nanosecond pulse generator of 200 kV amplitude. - «Sci. Rept. CERN», 1964, AR64, p. 46.
175.	Keller L. P., Walschon E. G. Simple marx high voltage pulse generator for wide gap spark chambers.—«Rev. Sci. Instr.», 1966, v, 37, № 9, p. 1258.
16*
243
176.	Со б о лев Н. Н. Исследования электрического взрыва тонких проволочек. — «Журнал экспериментальной и теоретической физики», 1947, т. 17, вып. И, с. 986—997.
177.	Осциллографическое определение энергии электрического взрыва проволок. — «Журнал экспериментальной и теоретической физики», 1956, т. 31, вып. 5(11), с. 745—751. Авт.: И. Ф. Кварц-х а в а, В. В. Бондаренко, А. А. П л ютт о, А. А. Чернов.
178.	Протопопов Н. А., Кульгавчук В. М. К теории механизма возникновения паузы тока и ударных волн при нагреве металла импульсами электрического тока большой плотности. — «Журнал технической физики», 1961, т. 31, вып. 5, с. 557—546.
179.	Котов Ю. А., С е д о й В. С. Индуцированные импульсы напряжения возникающие при электрическом взрыве проволочек. — В кн.: Техника высоких напряжений. (Материалы научно-технической конференции, посвященной 25-летию кафедры техники высоких напряжений). Под ред. А. А. Дульзона. Томский государственный университет, Томск, 1973, с. 55—57.
180.	Котов Ю. А., Колганов Н.Т., Седой В. С. Формирование высоковольтных импульсов с помощью взрыва проводников. — В кн.: Мощные нано секундные импульсные источники ускоренных электронов. Под ред. Г. А. Месяца. Новосибирск, «Наука», 1973.
181.	JanesG. S., К о г i t z Н. High-power pulse steepening by means of exploding wires. — «Rev. Sci. Instr.», 1959, v. 30, № 11..
182.	Мезонье, Линхарт, Гурман. Быстрая передача энергии с помощью взрывающихся фолы. — «Приборы для научных исследований», 1966, № 10, с. 96—101.
183.	D i М а г с о J. N., В u г k h а г d t L. С. Characteristics of a magnetic energy storage system using exploding foils. — «J. Appl. Phys.», 1970, v. 41, № 9, p. 3894—3899.
184.	Bennett F. D. High-temperature exploding wires. — In: Prog. GH Temp. Phys. Chem. Ed. by G. A. Rouse, v. 1 Pergamon Press, Oxford. 1967.
185.	Von Calker J., Erb W. Uber die induktive Zfindung einer Oberflachenentladung durch die Verdampfung explodierender Drahte.— «Z. ang. Phys.», 1969, Bd. 26, H. 4, S. 291—295.
186.	А з a p к e в и ч E. И. Применение теории подобия к расчету некоторых характеристик электрического взрыва проводников. — «Журнал технической физики», 1973, т. 43, № 1, с. 141—144.
187.	А з а р к е в и ч Е. И., Седой В. С. Условия возникновения паузы тока при электрическом взрыве проводников. — «Журнал технической физики» (в печати).
188.	Эрли и Мартин. Метод получения быстрого нарастания тока от накопительных конденсаторов. — «Приборы для научных исследований», 1965, № 7, с. 123—126.
189.	Explodierende Drahte zur Erzengung von Megavolt — Impulsen in Hochspannungspriifkreisen. 1971. ETZ-A, Bd. 92, H. 1. Aut.: Von D. К i n d, J. S a 1 g e, L. S c h i w e c k, G. N e w i.
190.	Lebing L. Pulsed Charging of capacitors by means of exploding wires. — «Z. ang. Phys.», 1969, Bd. 26, H. 5, p. 345—350.
191.	Сахаров А. Д. Взрывомагнитные генераторы. —- «Успехи физических наук», 1966, т. 88, в. 4, с. 725—734.
192.	Grau ford J. С., Damerow ,R. A. Explosively Driven High-Energy Generators. — «J. Appl. Phys.», 1968, v. 39, № 11.
244
193.	Импульсные магнитные генераторы. Под ред. Л. А. Мееровича. Ж., «Сов. радио», 1968. Авт.: Л. А. Меерович, И. М. В а т и и, Э. Ф. Зайцев, В. М, К а н д ы к и н.
194.	Gyorgy Е. Rotational model of flux reversal in square loop ferrites. — «J. Appl. Phys.», 1957, v. 28, № 9, p. 1011—1015.
195,	Павлов В. И., Сирота H. H. Развитие во времени процесса импульсного перемагничивания феррита с прямоугольной петлей гистерезиса. — «Физика твердого тела», 1964, т. 6, № 5, с. 1267— 1270.
196.	Бакшт Р. Б. Импульсное перемагничивание ферритов в сильных полях. — «Известия вузов СССР. Физика», 1967, № 5.
197.	Мешков А. Н. Генерирование мощных наносекундных импульсов с применением нелинейных линий передач с ферритом. Кандидатская диссертация. Горьковский политехнический институт, 1969.
198.	Steinbeiss Е., Vogler G. Uber eine Abschatzung der mini-malen Schaltzeit der Rechteckferrite. — «Ann. Phys.», 1968, Bd. 20, № 7/8, s. 370—385.
199,	Ильин О. Г., Шендерович А. М. К вопросу о прохождении сильных волн через сосредоточенные неоднородности с ферритом.— В кн.: Материалы II итоговой конференции по физике высоких . энергий и ускорителям. Харьков. Физико-технический институт, 1965, с. 115—125.
200.	Смит Я-, Вейн X. Ферриты. Пер. с англ. М., «Мир», 1966.
201.	Гапонов А. В., Ф р е й д м а н Г. И. Об ударных электромагнитных волнах в ферритах. — «Журнал экспериментальной и теоретической физики», 1959, т. 36, № 3, с. 957—959.
202.	Мешков А. Н. Применение ударных волн в феррите для формирования мощных наносекундных импульсов. — «Вопросы радиоэлектроники. Сер. Радиоизмерительная техника», 1968, вып. 3.
203.	Островский Л. А. Образование и развитие ударных электромагнитных волн в линиях передачи с ненасыщенным ферритом.— «Журнал технической физики», 4963, т. 33, № 9,
204.	Беляпцев А. М., Г а и о и он А. В., Ф р е й д м а и Г. И. О структуре фронта ударных электромагнитных волн в линиях передачи с нелинейными параметрами.— «Журнал технической физики», 1965, т. 3'5, № 4, с. 667 690.
205.	Мешков А. И. Генератор высоковольтных наносекундных импульсов. — «Приборы и техник;» эксперимента», 1965, № 5.
206.	Беляпцев А. М., Богатырев К). К. Расчет нелинейных формирующих линий. — «Известия вузов СССР. Радиотехника», 1965, т. 8, с. 15—21.
207.	Катаев И. Г,, Мешков А. II., Рожков П. И. О передаче импульсов через тракт, содержащий линию с ферритом. — «Известия вузов СССР Радиоэлектроника», 1968, т. II, № 6, с. 570— 577.
208.	Беля и цс в A. II.. Б о г а т ы р е в К). К,, С о л о в ь с в а Л. 11. Стационарные ударные волны в линиях нереданн с ненасыщенным ферритом,- «Известия вузов СССР. Радиофизика», 1963, т. 6, № 3, с. 561—566.
209.	Мешков А. И., Рожков П. И. К формированию паиосе-кундных импульсов на ударных волн на несогласованной нагрузке. — «Известия вузов СССР. Радиоэлектроника», 1967, т. 10, № 5, с. 477—480.
210.	Высоковольтные генераторы наносекундных импульсов. — «При
245
боры и техника эксперимента», 1966, № 3, с. 101—10?. Авт.: Ю. М. Ге льде ль, А. Д. Панфилов, В. С. Па Пасюк и др.
211.	Месяц Г. А., Б а к ш т Р, Б. Деформация сильных волн в линии при прохождении через неоднородность с ферритом. — «Журнал технической физики», 1965, т. 25, № 5, с. 889—-895.
212.	Бакшт Р. Б. О деформации волн, прошедших через Неоднородность с ферритом. — «Известия вузов СССР. Электромеханика», 1967, № 6, с. 661—666.
213.	Ильин О. Г., Шендерович А. М. Укорочение фронтов высоковольтных импульсов при помощи нелинейной индуктивности.—«Приборы и техника эксперимента», 1965, № 1, с. 112—117.
214.	Ильин О. Г., Шендерович А. М. Обострение фронтов высоковольтных импульсов с помощью сосредоточенной Неоднородности с ферритом. — В кн.:- Накопители заряженных частиц. Физико-технический институт АН УССР, Харьков, 1966.
215.	Насибов А. С. Возможность применения мощных водородных тиратронов для формирования высоковольтных наносекундных импульсов. — В кн.: Электрофизическая аппаратура и электрическая изоляция». Под ред. А. А. Воробьёва. М., «Энергия», 1970, с. 89—92.
216.	Бакшт Р. Б., Е л ь ч а н и н о в А. С., Месяц Г. А. Регулируемая задержка мощных наносекундных импульсов с использованием времени перемагничивания ферритов.— «Приборы и техника эксперимента», 1965, № 3, с. 126—129.
217.	Насибов А. С., Ломакин В. Л., Ваграмов Б. Г. Генератор высоковольтных импульсов малой длительности. —- «Приборы и техника эксперимента», 1965, № 5, 133—136.
218.	Казанский Л. Н. Корректирующая цепь с нелинейной индуктивностью для высоковольтного импульсного генератора. — «Приборы и техника эксперимента», 1965, № 3, с. 126—130.
219.	Kerns О. A. Saturable core trippered gap. Пат. США № 1035843, 1950.'
220.	Wilchelm R., Zwicker H. Uber eine einfache KurzSchufi — Funkenstrecke fur stoBstromanordnungen. — «Z. ang. Phys.» 1965, Bd. 19, № 5, s. 428—431.
221.	Kunze R. C., Mark E., Wilder H. Ferrit decoupled Crowbar Spark Gap. — «Proc. 4-th Symp. on Eng. Problem in Thermonuclear Research», Institut fur Plasmaphysik, Munchen, 1966.
222.	Месяц Г. А. Ферритовый вентиль для мощных коротких видеоимпульсов. — «Журнал технической физики», 1965, т. 35, № 3, с. 1685—1689.
223.	Ильин О. Г., Шендерович А. М. Исследование электрических процессов в системах, содержащих линейную и нелинейную индуктивности при действии коротких высоковольтных импульсов. — «Приборы и техника эксперимента», 1971, № 3, 224. Бакшт Р. Б., Месяц Г. А. Схема с ферритом для Получения высоковольтных наносекундных импульсов. — «Приборы и техника эксперимента», .1964, № 3, с. 108—112.
225.	Ku I t К. Produkce milimikrosekundovych impulsus amplitudon do 30 kV. — «Slaboproudy obzor», 1598, № 5, p. 292—298.
226.	Генераторы высоковольтных импульсов с малым временем задержки. — «Приборы и техника эксперимента», 1972, № 5, с. 126—132. Авт.: И. Г. Катаев, А. М. Мешков, Н. Ф. Липатов, И. И. Рожков.
246
227.	Печатные схемы сантиметрового диапазона. Пер. с англ. М., ИЛ, 1956.
228.	Ре н и е В. Г. Пленочные конденсаторы с органическим синтетическим диэлектриком. М., Госэнергоиздат, 1963.
229.	Глозман И. А. Пьезокерамика. М., Госэнергоиздат, 1967.
230.	Fitzpatrick J., Hubbard J., Thaler W. A high intensity short duration spark light source. — «J. Appl. Phys.», 1950, v. 21, № 12.
231.	Fisher H. Millimicrosecond light source with Increased brightness.— «J. Opt. Soc. Amer.», 1961, v. 51, № 5.
232.	Фольрат К. Искровые источники света. В кн.: Физика бы-стропротекающих процессов. Пер. с нем. М., «Мир», 1971.
233.	Ковальчук Б. М., Месяц Г. А. Генератор субпаносекупд-ных импульсов большого тока. — «Приборы и техника эксперимента», 1970, № 5, е. 102.
234.	Ковальчук Б. М. Генератор наносекундных импульсов тока.— «Приборы н техника эксперимента», 1968, № 4, с. 116.
235.	Насибов А. С. Импульсный трансформатор с обмотками из коаксиального кабеля. — «Электричество», 1965, № 2.
236.	Гаазе В. Б., Ш п е е р с о и Г. А. Высоковольтный кабельный трансформатор для получения сильных импульсных токов.— «Приборы и техника эксперимента», 1965, № 6.
237.	Латушкин С. Т., Юдин Л. И. Генератор коротких импульсов тока. — «Приборы и техника эксперимента», 1967, № 4.
238.	Ковальчук Б. М., Кремнёв В. В., Месяц Г. А. Трансформаторы наносекундных импульсов большого тока. — «Приборы и техника эксперимента», 1969, № 3, с. 125—129.
239.	Ушаков В. Я. К расчету вольт-секуидных характеристик некоторых жидких диэлектриков. — «Известия вузов СССР.. Энергетика», 1966, № 1.
240.	Руденко Н. С., Цветков В. И. Исследование электрической прочности некоторых жидких диэлектриков при воздействии импульсов напряжения наносекупдной длительности. — «Журнал технической физики», 1965, т. 35, № 10.
241.	О развитии электрического разряда в воде. — «ДЛИ СССР», 1970, т. 194, № 5, Авт.: Л. П. А л х и м о в, Л. Г. П о п о м а р е п-к о , Р. И. С о л о у х и н и др.
242.	Воробьёв А. Л., Ушаков В. Я , Багин В. В. Электрическая прочность жидких диэлектриков на импульсах напряжения наносекупдной длительности. — «Электротехника», 1971, №7.
243.	С т е к о л ь н и к о в И. С., Ушаков В. Я. Исследование разрядных явлений в жидкостях.— «Журнал технической физики», 1965, т. 35, № 9.
244.	О природе импульсного электрического пробоя водных электронов.— «Электронная обработка материалов». 1971, № 6, Авт.: В. Я. У ш а к о и, О. П. Сёмк и и а, В. В. Р ю м и и, В. В. Л о-п а т и н.
245.	Каляцкий II И., Кривко В В. Исследование импульсной электрической прочности трансформаторного масла и воды при повышенных давлениях и температурах.— В ки.; Пробой диэлектриков и полупроводников. М., «Энергия», 1964.
246.	Кэй Д., Лэби Т. Таблицы физических и химических носто янных. М., Физматгп.т, 1962.
247.	Воробьёв Л. А., Ушаков В. Я. Сёмк н и а О. II, Импульсный высоковольтный пробой и проводимость водных
247
электролитов. — «Электронная обработка материалов», I960, № 3.
248.	Комельков В. С. Развитие импульсного разряда в жидкости.— «Журнал технической физики», 1961, т. 31, № 8.
249.	Комельков В. С. Механизмы импульсного пробоя жидкости. — «ДАН СССР», 1945, т. 47, № 4.
250.	Исследование механизма электрического пробоя дистиллированной воды в наносекундном диапазоне. — «Тезисы докладов на заседании секции № 4 научного Совета по теоретическим и электрофизическим проблемам энергетики», Томск, Изд-во ТГУ 1971. Авт.: А. И. Алхимов, А. Г. Пономаренко, Р. И. С о-л о у х и н и др.
251.	Martin J. С. Nanosecond pulse techniques. Aldermaston, Berks, 1970.
252.	Пятиканальный разрядник для коммутации сильных токов,— «Тезисы докладов Всесоюзной конференции по вопросам создания и методам испытания высоковольтной физической аппаратуры», 1967, Томск. Изд. ТГУ. Авт. А. М. Искольдский, В. И. Лукьянов, Ю. Е. Нестер и хин, С. П. Шаламов.
253.	Не сте р ихи н Ю. Е. Исследование сверхбыстрых процессов в плазме. Докторская диссертация. Новосибирский госунивер-ситет, 1965.
254.	Development and application of a 1 MB, IMA mylar dielectric pulsed electroh accelerator. — «Proc. IV Symp. on Engineering Prob, of Fusion Research», 1971, Washington. Aut.: G. Jonas, I. S m i t h, P. S p e n c e et al.
255.	Tarantula-— 100 kV pinch discharge apparatus for studying shock waves. — «Proc. 1ЕЕ», 1966, v. 113, p. 2099—2106. Aut.: W. R. Bell, A. E. Bishop, H. J. Crawley et al.
256.	Многоканальный разрядник на 50 кВ с наносекундной точностью включения. — «Приборы и техника эксперимента», 1970, № 2. Авт.: А. И. Павловский, А. И. Герасимов, В. А. Тана н а к и н и др.
257.	Markins D. Command Triggering of synchronized megavolt pulse generators. — «IEEE Trans.», 1971, v. NS-18, № 4, pt. II.
258.	Martin T. H. Design and performance of the Sandia laboratories. Hermes-II Flash X-ray Generator. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16, № 3, pt. I.
259,	M о r i a r t у J. J., M i 1 d e H. I., В e 11 i s J. R.„G uen the r A.H. Precise laser initiated closure of multimegavolt spark gaps. — «Rev. Sci. Instr.», 1971, v. 42, № 12.
260.	Емкостные накопители и генераторы импульсных магнитных полей, разработанные в ИЯФ СО АН СССР. — В кн.: Электрофизическая аппаратура и электрическая изоляция. М., «Энергия», 1970. Авт.: А. М. Искольдский, В. М. Лагунов, Ю. Е. Нестерихин и др.
261.	Генератор с водяным диэлектриком для получения интенсивных импульсов быстрых электронов и жесткого тормозного рентгеновского излучения. — «ДАН СССР», 1970, т. 192, № 6. Авт.: О. П. Печерский, А. М. Сидорук, В. Д. Тарасов, В. А. Ц у к е р м а н.
262.	Levine L. S., Vitkovitsky I. Н. Pulsed power technology for controlled thermonuclear fusion. — «IEEE Trans.», 1971, v. NS-18, № 4, pt. II.
263.	Воробьёв А. А., Воробьёв Г. А. Электрический пробой и
248
г
F
L
6
разрушение твердых диэлектриков. M., «Высшая школа», 1966.
264.	Rogers Р. J., Whittle Н. R. Electromagnatically actuated fast closing switch using polythene as the main dielectric. «Proc. IEEE», 1969, v. 116, № 1.
265.	Thornton E. Design and performance of a compact surge generator, — «Brit. J. AppL Phys.», 1960, v, 11, № 7.
266.	Low-inductance capacitor banks and linear pinched discharges. — «J. Sci. Instr.», 1961, v. 38, № 4. Ant.: A. (i a b г i e I, V. Howell, E. Thornton, R. Wilson.
267.	Комельков В. С,, Аретой Г. II. Получение больших импульсных токов. «ДАН СССР», 1956, г. 110, № 4.
268.	Huber Н. Wide voltage range high energy solid dielectric switch. — «Rev. Sci. Instr.», 1964, v. 35, № 8.
269.	D о k о p о n 1 о s P. East inetal-to-melal switch with 0,1 nsec jitter time. -«Rev. Sci. Instr.», 1968, v. 39, № 5.
270.	Henins I., Marshall J. East metallic contact solid dielectric switch for high voltage and current. «Rev. Sci. Instr.-, 1968, v. 39, K2 10.
271.	Some experiments on a high-power elosing switch with polythene as the main dielectric. «Proc. IEE!U, 1965, v. 112, pp. 1424— 1430. Aut.: L. L. Alston, IL IL W h i t 1 c, (i. Л. M о s s о n, G. С. В a r n e s.
272.	Bayes D. V., Huck I e sb у R. J., Ward B. J. A passive crowbar for the 1.0 MJ (betatron bank using 32 solid dielectric switches in parallel,—«Proc, of the 4-th Symp. on Engineering Prob, in Thermonucl. Res.», Frascatti, 1966.
273.	The development of a 100 kV, 500 kA solid dielectric swithch and associated triggering studies.—«Preprint CLM-M41», U. К- A. E. A., Culham Laboratory, Abingdon, Berks, 1964. Aut.: K. Harris, T. James, C. Lewis, R, Medford.
274.	Герасимов А. Б., Дубовой Л. В., Заблоцкая Г. P. Сильноточный быстродействующий разрядник с твердым диэлектриком.— «Приборы и техника эксперимента», 1970, № 2.
275.	Наносекуидный разрядник с твердым диэлектриком, поджигаемый лучом ОКГ. — «Журнал технической физики», 1971, т. XI, вып. 8. Авт.; А. И. Бабалин, В. А. Родичкин, Г. Я. Русакова, А. М. Т и м о п и и.
276.	М а г о 1 d a A. Laser-triggered switching in a liquid dielectric. — «IEEE Journ.», 1*968, v. QE-4, № 8.
277.	Шеррер В. Взрывающиеся проволочки. Пер. с англ. М., ИЛ, 1963, т. 1, с. 109.
278.	Prestwich К. R., Nereus, а 250 kV, 80 kA electron beam generator. — «1Е1'Л; Trans.», 1971, v, NS-18, № 3, p. 493—495.
279.	High surrent relativistic electron beam accelerates at Cornell University.— In: The Proc, of the papers 10-th Symp. on Electron, Ion and Laser beam Technology. Geitensburg, May 1969. San Francisco -Press. Aid.: II. Clark, M. Ury, M. Andrews, D. A. H a rn in г r, and S. Link.
280.	High current pulsed electron beam generator. — «IEEE Trans.», 1971, v. NS-18, № 3. pp. 491—493. Aut.: J. Smith, P. Champ n e y. L. Hatch, K. Nielsen, S. Shope.
281.	Цукерман В. А., Манакова M. А. Источники коротких рентгеновских вспышек для исследования быстропротскающих процессов. — «Журнал технической физики», 1957, т. XXVII, вып. 2, с. 391—403,
z>
249
282.	Цукерман В. А., Тарасова Л. В., Лобов С. II. Новые источники рентгеновских лучей. — «Успехи физических наук», 1971, т, 103, вып. 2, с. 319—337.
283.	Т о м е р Г. Рентгеноимпульсная техника. — В кн.: Физика быстро протекающих процессов Пер. с нем. М.» «Мир», 1971, т. 1.
284.	Graybill S. Е., Nablo S. V. The Generation and diagnosis of pulsed relativistic electron beams above 1011 watts. — «IEEE Trans.», 1969, v. NS-16, № 3, pp. 69—74.
285.	Фрюнгель Ф. Импульсная техника. Пер. с нем. М., Госэнергоиздат, 1965.
286.	Denholm A. S. High voltage technology. «IEEE Trans.», 1965, v. NS-12, № 3, p. 780.
287.	Месяц Г. A., X мыр ов В. В., Осипов В. П. Генератор наносекундных импульсов с амплитудой 500 кВ для получения коротких электронных пучков. — В кн.: Тезисы докладов Всесоюзной конференции по вопросам создания и методам испытания высоковольтной физической аппаратуры. Томск, изд. ТГУ, 1967.
288.	Импульсный источник больших электронных токов. — В кн.: Тезисы докладов Всесоюзной конференции по вопросам создания и методам испытания высоковольтной физической аппаратуры. Томск, изд. ТГУ, 1967. Авт.: С. П. Бугаев, Ф, Я. Загулов, Б. М. Ковальчук, Г. А. Месяц.
289.	М х е и д з е Г. П., Райзер М. Д. Импульсный генератор мощных электронных пучков.—«Краткие сообщения по физике», 1972, № 4, с. 41.
290.	Генератор коротких импульсов жесткого рентгеновского излучения высокой интенсивности. — «ДАН СССР» 1970, т. 192, № 1, с. 76—77. Авт.: Е. А. Абрамян, С. Б. Вассерман, В. М. Д о м у ш и н и др.
291.	Сильноточный ускоритель релятивистских электронов с током пучка до 30 кА. — «Приборы и техника эксперимента», 1973, № 2, с. 26. Авт.: С. С. Кингсеп, Г. П. Максимов, В. П. Смирнов и др.
292.	Царёв Б. М. Расчет и конструирование электронных ламп. М, Госэнергоиздат, 1961.
293.	Сильноточный импульсный ускоритель электронов.— «Приборы и техника эксперимента», 1970, № 6, с. 15—17. Авт.: С. П. Бугаев, Ф. Я. 3 а г у л о в, Б. 1Л. Ковальчук, Г. А. Месяц.
294.	Сильноточный импульсный автоэмиссионный катод.—«Приборы и техника эксперимента», 1969, № 1, с. 196—198. Авт.: Р. И. Гарбер, Ж. И. Д р а н о в а, Н. А. Мансуров, И. М. М и х а й л о в с к и й.
295.	Perveance and stracture of electron frow in vacuum diode with point cathode. — In: Proc. 5-th'Intern. Symplon Discharges and Electr. Insulation in vacuum. Poznan, 1972, p. 37—41. Aut: S. P. В ou g a e v, V. V. Lopatin, E. A. Litvinov, G. A. M e s у a t s.
296.	Martin T. H. Design and performance of the Sandia laboratories «Hermes-Н» flash X-ray generator. — «IEEE Trans.», 1969, pt. I. v. NS-16, № 3, p. 59—63.
297.	Toepfer A., Bradley L. P. Plasma instebilities in high-current field-emission diodes. — «J. Appl. Phys.», 1972, v. 43, № 7.
298.	Бартюшус И. Ю., Праневичус Л, И., Фур сей Г. IT, 250
Исследование взрывной электронной эмиссии жидкого га лиево-го катода. — «Журнал технической физики», 1971, т. 41, вып. 9. 299, On the propagation of high-current beams of relativistic electrons in gases. — In: The paper of the Laboratory plasma studies Cornell University. Ithaca, New York. Aut: M. U. Andrews, H. Da-vition, D. Hammer at al p. 22.
300.	Суладзе К. В., Плютто А. А. Эмиссионные свойства плазмы вакуумных искр. — «Журнал технической физики», 1967, т. 37, вып. 1, с. 72—78.
301.	Сильноточная плазменная электронная пушка с током 50 ка в импульсе. — «Письма в журнал экспериментальной и теоретической физики», 1973, т. 17, вып. 1, с. 11—13. Авт.: Д. В. И рема ш в и л и, С. В. К у р и л ь н и к о в, И. И. Леонтьев, Т. А. О с е п а ш в и л и.
302.	Watson A. Pulsed Tlachover in Vacuum. — «J. Appl. Phys.», 1967, v. 38, № 5, p. 2019—2023.
303.	A n d e 1 f i n d e r C., Domaschk W., О 11 W. Bright high-current 2 MeV electron beam tube working in a poor vacuum. --In: Proc. 5-th Lntern. symp. on Discharges and Electr. Insulation in vacuum. Poznan, 1972, p. 383—387.
304.	Миниатюрный генератор наносекундных импульсов рентгеновских лучей «Квант». — «Приборы и техника эксперимента», 1972, № 2, с. 194—195. Авт.: Н. В. Белкин, Н. И. К о м я к, Е. А. П е л и к с, В. А. Цукерман.
305.	Павловская Н. Г., Кудрявцева Т. В. Трубка с игольчатым автоэмиссионным катодом для получения наносекундных импульсов быстрых электронов. — «Приборы и техника эксперимента», 1972, № 2, с. 198—201.
306.	Белкин 14. В., А л е к с а и д р о в и ч Э. — Г. В. Двухэлектродная трубка для генерации наносекундных импульсов рентгеновского излучения. — «Приборы и техника эксперимента», 1972, № 2, с. 196—198.
307.	Б а к ш т Р. Б., В а в и л о в С, П., У р б а з а е в М. 11. Длительность рентгеновского излучения, возникающего при разряде в вакууме.—«Известия вузов СССР. Физика», 1973, № 2, с. 152—153.
308.	Grew son W. К, Naff 1. Jones С. H. The Pulsiiron a compact high-currcnt elcchou beam accelerator. — «IEEE Trans.», NS-18, № 3, p. 466—467.
309.	Ковальчук Б. M., Котов IO. А. Сильноточный паносекунд-ный генератор мощных электронных пучков с магнитным накопителем. — В кн.: Тезисы док ла доп Всесоюзного симпозиума но сильноточной эмиссионной плазменной электронике. Томск, ТРУ 1973.
310.	С h г i s t о f i 1 о s N. at al. High current linear Induction Electrons Accelerator. — «Rev. Sci. Instr.», 1964, № 7, p. 886.
311,	Безжелсзный индукционный линейный ускоритель. — «Атомная энергия», 1970, т. 28, вып. 5, с, 432—434. Авт.: Л. И. Павловский, А. И. Гер а с и м о в, Д. И. 3 с и к о в и др.
312.	Буд кер Г. И. Релятивистский стабилизированный электронный пучок. — «Атомная энергия», 1957, № 5, с. 9—19.
313.	Bennet W. II. Sell-focusing streams.'— «Phys. Rev.», 1956, v. 98, № 6, p. 1584—1593.
314.	В er n sh t e i n B., Smith J. «Aurora», an electron accelerator. — «IEEE. Trans.», 197.1, v. NS-20, № 3, p. 294.
251
Предметный указатель
Автоэлектронная эмиссия 11, 30, 40, 41, 53, 193, 211 — плотность тока 30
Анодные процессы >в вакуумном пробое 51, 52
Взрыв микровыступов на катоде 43
Взрывная эмиссия электронов 43, 203, 204, 210
Вода в накопительных устройствах 189-192
Вольтамперная характеристика диода 204—209, 216
Время запаздывания разряда, инициируемого лазером 34
— коммутации 12, Г5, 16
Выступы на катоде 40
Генератор импульсов для работы на несогласованную нагрузку 69—71, 161, 176
—, конструкции 216—224
— Маркса 134—1'39
— мощных наносекундных электронных пучков 201 — 233
— на полосковых линиях 174
— релаксационный 133
— с активной нагрузкой 150, 151
— с большой частотой следования импульсов Г81
— с емкостной нагрузкой 149, 150
— с индуктивной нагрузкой 148, 149
— с индуктивным накопителем 141 — 151, 229, 230
— с применением лавинных разрядников 179
— со спиральной линией 74
— с ферритовыми линиями передачи 160—163
— с умножением напряжения 71—79
Г енерирование наносекундных импульсов 58, 120, 141, 151, 170, 188
— — — больших токов 170— 185
-------в схемах с ферритовыми элементами 151—170
----------с индуктивным накопителем энергии 141 — 151
252
---------- с разрядником в сжатом газе 133—135
-----мощных электронных пучков 201—224
Гипотезы о механизме вакуумного пробоя 41
Диод генератора электронных пучков 222
— рентгеновского аппарата 225, 226
Дрейфовая камера 202
Дрейфовая скорость электронов 10
Закон Пашена 8, 122, 123
— степени трех вторых 46, 47, 204—208, 2Г2
Импульс пусковой 84, 85, 89
Импульсные наносекундные источники рентгеновских лучей 224—228
Импульсный разряд по диэлектрику в газе 35—39
— трансформатор на отрезках коаксиальных линий 76— 79
-----с неоднородными линиями 79—80
:— — Тесла 134
-----тока на отрезках линий 185—188
— — тока со спиральной намоткой коаксиального кабеля 185
Индуктивность нелинейная 163—170
— — в схемах на посекундного диапазона 163
!— — для коррекции импульсов 1'67—160
— — для преобразования импульсов 164—166
—* разрядного контура 121— 123, 128, 136, 137, 145
Инициирование многоэлектронное 19, 29, 33, 100
— одиночными электронами 19, 20,28
— пробоя вакуумных промежутков 43
Искра в вакууме 45—48
— в газе 11 — 16
— поджигающая 56
Искровая камера 3, 138
Искровой разрядник вентильный 101, 102
Искровые реле вакуумные 91 Искусственная линия с ферритом 158—160
Катод из жидкого металла 213
— инкрустированный диэлектриком 2'13
— многоострийный 205, 206
— одноострийиый 210, 211
— управляемый 215, 216
Коммутаторы, анализ работы 82—87
— взрывные 198
— мегавольтные 195
— наносенкундных генераторов сверхбольших токов 192
— с газовыми микрозазорами 109—115
— со скользящим разрядом 184
— твердотельные 200
— управляемые 87—91
Коррекция вершины импульса 129
— импульсов с помощью нелинейных индуктивностей 167
— формы импульса 60, 131— 133
Критерий пробоя Ретера 9, 19 Критическое число электронов 10, 17, 28
Лавина электронная 6—10, 20
Лавинная генерация 7, 33
— цепь 29
Максимальная крутизна фронта импульса 25, 126, 129
Микронеоднородности па поверхности электродов 30. 31, 40, 41
Многоквантовый фотоэффект в газе 33
Многоострийный катод 208
Обостритель вакуумный 98
— в трансформаторном масле 96
— газовый 92, 94, 95, 97
— не чувствительный к амплитуде импульса 94
— с газовыми микрозазорами 106—109
— с использованием воды 99
Пауза тока 142, 143
Первеанс электронного пучка 46, 47
Поле в контакте катода с диэлектриком 53
—------с плазмой 50, 57
Поступление металла в плазму катодного факела 48, 49, 50
Разряд в вакууме по диэлектрику 52—56
-----с искусственным поджигом 56, 57
— в газе, возбуждаемый от искры 31, 32, 100
-----инициируемый лучом лазера 33, 34, 91
- инициируемый пучком быстрых электронов 34, 217 -----с диэлектриком на электродах 27
Разрядник жидкостный 197 — последовательный 102—106, 115—119
— с исажением поля 193, 194 — с лазерным запуском 195 — с наносенкундным временем коммутации 87—92
— с развязкой на феррите 169 — срезающий 71
— трехэлектродный 88—90
Разрядный контур генератора 120, 124, 128, 135, 136, 141
Регенерация микроострий 41
Релятивистский электронный пучок 231—233
Рост тока в искре в газе 11, 18 -----при пробое вакуума 45 Скорость движения плазмы по диэлектрику 35
Стримерный механизм разряда 7, 9, 10, 17
Таунсендовский механизм разряда 7, 8
Ток начальных электронов с катода 8, 10, И
Тригатрон 88, 93
Характеристики коммут;щ1ш 12, 123, 125
Ударные электромагнитные волны 154—163
Факел анодный 43, 51, 52 — катодный 43. 45—47 Фотоэмиссия с катода 8, 29, 32 Экзоэлектронная эмиссия II Электрический взр!4В проводника 141 —151
Эффект Малтера 11 — Пэтова 11 — И о’’тунгам а 44
253
Оглавление
Предцедовие
Глава ] Некоторые закономерности пробоя газов ...	6
Г Г Введение ..................................
Г2- Развитие разряда в газе....................
1.3. Некоторые закономерности роста тока в искре
6
7
11
Г л а в з 2, Импульсный разряд в газе в наносекундном диа-пазйне...................................................16
2-Г Место наносекундного импульсного разряда среди Других разрядов	. <......................16
2.2. Импульсный разряд в газе, инициируемый большим числом начальных электронов . •.....................18
2'3. Импульсный разряд в газе, инициированный малым числом электронов...................................27
2-4. Импульсный разряд в газе, возбуждаемый внешними источниками излучения...............................31
2-6. Импульсный разряд по	поверхности диэлектрика в газе	35
I лав^ з Импульсный наносекундный электрический пробой ва*(уумных промежутков ..................................
6-1- Введение .	.	..........................
3.2. Инициирование пробоя вакуумных промежутков . 3-3, Закономерности роста тока в искровой стадии пробоя 3-4. Прикатодные процессы в искровой стадии вакуумного пробоя......................................
3-5. Анодные процессы в искровой стадии пробоя .	.	.
3-6. Импульсный разряд по поверхности диэлектрика в ва-кууме................................................
Импульсный разряд в вакууме, инициируемый искусственным поджигом................................
39
39
43
45
48
51
52
56
Глава 4 Линии передачи и их использование в генераторах найосекундных импульсов ................................58
4.1 Введение .	 58
4-< Анализ волновых процессов в линии, включенной в электрическую схему................................ 59
4-3. Искажения импульсов в	линиях передачи	....	60
4-4. Схемы генераторов с линиями передачи	....	66
4-5, Импульсные генераторы	с умножением напряжения .	71
4-6, Импульсные трансформаторы с неоднородными линиями ..........................................  	.	79
Глава 5 Коммутаторы и обострители.........................81
5-1. Введение..........................................81
5-5. Общий анализ работы коммутаторов .	.	.	.	.	82
254
5.3.	Искровые разрядники, работающие в наносекундной диапазоне................................................. 87
5.4.	Принципы	построения обострителей.....................92
5.5.	Типы обострителей................................... 96
5.6.	Срезающие устройства и другие типы активных элементов ..................................................  99
Глава 6. Наносекундные импульсные устройства с большим числом искровых промежутков............................162
6.1.	Последовательный разрядник.......................102
6.2.	Обостритель с большим числом газовых микроэааоров 106
6.3.	Управляемый наносекундиый коммутатор с газовыми микрозазорами........................................Ю9
6.4.	Разрядник для точного включения конденсаторов в мощных батареях....................................И 5
Глава 7. Генераторы наносекундных импульсы» с искровыми разрядниками в сжатом газе........................... 120
7.1.	Введение.........................................120
7.2.	Расчет фронта импульса н генераторе с накошггелыый линией............................................... 12]
7.3.	Разряд емкости черна искровой промежуток .	,	127
7.4,	Методы коррекции формы импульсов..................ГИ
7.5.	Импульсные генераторы с разрядниками в сжатом га *	133
7.6.	Импульсные генераторы с умножением напряжения	135
Глава 8. Гейера три мощных наносекундных нмпулм ш» С индуктивным накопи гелем жер1ИИ
8.1.	Введение .	.........
8.2.	Выбор ировпдшплн для обрыва цепей ,
8.3.	Работа пндукпп .па м накопителя НО ИВГрулк)
Глава 9. Генерирование ианосекунтпых импульсов в схемах с ферритовыми элементами .	............. !.:>1
9.1.	Введение ....	.....	!•'!
9.2.	Свойства ферршоа в импульсных магнитных ПОЛЯХ	Ы
9.3.	Ударные электромагнитные полны .	,	,	»	,	15 1
9.4.	Нелинейная индуктивность как формирующий члемги в схемах наносекундного диапазона	ни
Глава 10. Генерирование наносекундных к.миуды <н( б<шь шого тока.............................................. 170
10.1.	Генераторы импульсоп тонн с разрядом	vmimhih	170
10.2.	Генератор импульсов тока с разрядом линии .	172
10.3.	Лавинные разрядники и гепернроппние нано- и су1 наносекундных импульсов тока....................... 177
10.4.	Генераторы с большой частотой следования нмпу/н сов тока................................................. 180
10.5.	Генератор тока с коммутатором, использующим ско. зящнй разряд.............................................184
10.6.	Импульсные наносекундные	трансформаторы тока .	185
Глава 11. Генерирование нанос	импульсов сверхбольших токов	  18-
11.1.	Введение......................................18*
11.2.	Вода как диэлектрик в накошггелъных устройствах 18'
11.3.	Коммутаторы наносекундных генераторов сверхбольших токов............................................19-
Глава 12. Генерирование мощных наносекундных электронных пучков........................................ 201
12.1.	Введение .	............................,	201
12.2,	Вольт-амперная характеристика диодов ....	204
12,3.	Источники электронов с использованием взрывной эмиссии............................................. 210
12.4.	Конструкции генераторов мощных наносекундных электронных пучков ..................................216
12.5.	Импульсные наносекундные источники рентгеновских лучей................................................224
12.6.	Другие типы генераторов мощных наносекундных электронных пучков...................................228
12.7,	Транспортировка мощных релятивистских электронных пучков...............................................231
12.8.	Применение мощных релятивистских электронных пучков...............................................232
Список литературы .	....................... .	234
Предметный указатель....................................252