Исследование методик расчета

Цель работы: ознакомление с методиками расчета сечения ионизации атомов при соударении электронов с атомами.

Столкновения атомных частиц носят упругий и неупругий характер. При упругом соударении между частицами происходит обмен импульсом и кинетической энергией, но их внутренние энергии и состояния остаются неизменными. При неупругом соударении сумма кинетической энергии участвующих частиц изменяется за счет соответствующего изменения их внутренней (потенциальной) энергии (всех или некоторых из них). К неупругим взаимодействиям частиц относится большинство элементарных процессов, например, возбуждение и ионизация.

Атом – сложная микроструктура, фундаментальную основу которой составляет положительно заряженное ядро и движущиеся вокруг него отрицательно заряженные электроны. Число электронов, вращающихся вокруг ядра, соответствует порядковому номеру элемента в периодической системе. Наиболее устойчивым состоянием атома является такое, при котором электроны находятся на наиболее близких к ядру энергетических уровнях.

Электроны, находящиеся на внешних орбитах (валентные электроны), связаны с ядром слабее, чем электроны, которые находятся на внутренних, более близких к ядру орбитах. При условии внешнего энергетического воздействия на атом валентные электроны способны покинуть свою орбиту, что приводит к возбуждению или ионизации атома.

Способность атома терять или приобретать электроны количественно определяется энергией ионизации атома и его сродством с электроном. Под энергией ионизации понимают то количество энергии, которое необходимо для разрушения связи между электроном и невозбужденным атомом W _i = eU _i, где U _i – потенциал ионизации. Это та разность потенциалов, которую должен пройти электрон в постоянном поле, чтобы приобрести энергию, достаточную для отрыва валентного электрона и образования положительно заряженного атома.

Ионизация атома может происходить за счет прямого соударения свободного электрона с атомом, если его энергия выше W _i. Кроме этого, возможна ступенчатая ионизация, которая происходит в два этапа: при первом соударении с электроном атом переходит в возбужденное (как правило, метастабильное) состояние, а затем при соударении метастабильного атома с электроном происходит акт ионизации. Очевидно, что во втором случае ми-

зывающую число актов взаимодействия, производимых в среднем одним электроном на 1 см его пути или величину, обратную ей, называемую эффективным сечением.

Полное эффективное сечение, определяющее собой полное число актов взаимодействия электрона на 1 см его пробега с атомами газа, может быть определено по формуле

где l_а – длина свободного пробега атомов газа при тепловом движении; n _а – концентрация атомов. Поскольку полное эффективное сечение Q пропорционально концентрации атомов, то для описания единичного акта ионизации пользуются понятием «эффективное сечение атома» σ.

Сечение ионизации s_i определяется энергией электрона eU, при этом сама зависимость носит пороговый характер: при eU < eU _i → σ_i = 0. При небольшом превышении энергии электрона над U _i → s_i мало, так как при малых скоростях первичных и вторичных электронов велика вероятность рекомбинации медленных электронов и ионов. По мере роста eU растут скорости первичных и вторичных электронов, уменьшается возможность их рекомбинации с ионами и растет s_i. Однако при очень больших eU сечение ионизации s_i уменьшается, так как электроны «проскакивают мимо атома», не успевая его ионизировать, поскольку уменьшается время нахождения электрона вблизи атома, т. е. зависимость s_i = f (eU) имеет максимум (рис. 2.2).

ющих электронов, В; U _i – потенциал ионизации атома или молекулы.

В широком диапазоне энергий электронов можно применять следующие аппроксимации:

где S ₀= p а ₀²= 0.88 · 10^–²⁰м² (а ₀ – радиус первой боровской орбиты атома водорода); R _∞ = 13.6 В – потенциал ионизации атома водорода по Ридбергу; b₁ и b₂ – расчетные коэффициенты; l – число эквивалентных электронов на внешней оболочке ионизируемого атома (электронов с одинаковыми главными и орбитальными квантовыми числами);

2) аппроксимацию, приведенную в работе В. Л. Грановского:

где σ_{i max} – максимальное значение сечения ионизации, которому соответствует энергия электронов U _max.

Рис. 2.2 и формулы (2.1) – (2.3) относятся к монохроматическому пучку электронов. В газовом разряде электроны имеют широкий диапазон энергий, который описывается функцией распределения электронов по энергиям. Электроны в газоразрядной плазме приобретают свою энергию под действием электрического поля. Расход энергии происходит за счет упругих и, особенно, неупругих столкновений с атомами. Кроме этого, в плазме возможен также обмен энергией между электронами. В зависимости от соотношения между всеми этими факторами устанавливаются различные распределения электронов по энергиям. В равновесных условиях чаще всего встречается распределение Максвелла:

В случае интенсивной ионизации в функции распределения уменьшается количество «быстрых» электронов, и она переходит в функцию распределения Дрюйвестейна:

Обычно реальные энергетические распределения электронов находятся между ними. Рис. 2.3 отражает полученные распределения по Максвеллу и Дрюйвестейну.

Для оценки эффективности ионизации в плазме необходимо усреднять σ_i по функции распределения электронов:

Диапазон средних энергий электронов в плазме современных плазменных приборов и устройств лежит в пределах 1…9 эВ. Потенциалы ионизации большинства используемых газов лежат в пределах 12…24 В (табл. 2.1), поэтому ионизация производится «быстрыми» электронами на «хвосте» функции распределения электронов (рис. 2.3).

1. Ознакомиться с основными понятиями теории ионизации в газовом разряде и аппроксимационными формулами для определения эффективного поперечного сечения ионизации.

2. Получить у преподавателя вариант задания. Построить зависимости σ_i(U), используя аппроксимационные формулы (2.1), (2.2) и данные табл. 2.1.

Сопоставить полученные расчетные значения σ_i(U) с экспериментальными данными (рис. 2.4). Найти диапазон энергий, в котором можно использовать линейную аппроксимацию.

3. Построить зависимость распределения электронов по энергиям по формуле (2.4) для следующих значений средней энергии: 2, 6, 10 эВ.

4. Построить зависимость среднего эффективного сечения ионизации от средней энергии электронов двух аппроксимаций (2.1), (2.2) и распределения электронов по энергии (2.4). Вид распределения электронов по энергиям и диапазон средних энергий согласовать с преподавателем.

3. Расчетные формулы (с пояснением всех входящих величин).

4. Расчетные и экспериментальные зависимости, полученные по пп. 2, 3 порядка выполнения работы.

Разность потенциалов между электродами, при которой разряд из несамостоятельного переходит в самостоятельный, называется пробивным напряжением, или напряжением возникновения газового разряда, и имеет большое значение при разработке плазменных приборов и устройств. Физический смысл напряжения возникновения (U _в) иллюстрируется с помощью вольт-амперной характеристики двухэлектродного промежутка, показанной на рис. 4.1, где j – плотность тока, протекающего между электродами; U ₀ – приложенное к ним напряжение.

Область I обусловлена током частиц, образовавшихся в промежутке за счет объемной ионизации и вторичной эмиссии электронов поверхностью катода под действием достаточно жестких квантов и быстрых ядерных частиц, связанных с естественным (космическим) или искусственным фоном облучения. Если каким-то образом оградить промежуток внешнего ионизирующего воздействия, то ток между электродами в области I практически прекратится. По этой причине протекание тока на участке I вольт-амперной характеристики (ВАХ) называется «несамостоятельным» разрядом.

Совершенно иначе обстоят дела на II участке вольт-амперной характеристики. Здесь очень существенна вторичная эмиссия электронов катодом под действием бомбардирующих его ионов. За счет образования ионов в объ-

ного». По этой причине общепринятая методика вычисления значения U _в основана на расчете U ₀, при котором начинает выполняться условие самостоятельности:

где γ – коэффициент вторичной эмиссии ионно-электронного типа; L – расстояние между электродами; α(x) – коэффициент объемной ионизации нейтральных атомов или молекул газа электронами.

В первом приближении можно считать, что значение коэффициента γ практически постоянно. Если предполагать, что в объеме при условиях, характерных для предпробойного состояния, образуются в основном однозарядные ионы, то отклонение от допущения о постоянстве коэффициента γ наступает лишь при энергии ионов около 1 кэВ.

Коэффициент объемной ионизации α определяется через функцию распределения электронов по энергиям, которая в сильном электрическом поле отличается от максвелловской. Определение этой функции в зависимости от напряженности электрического поля и координаты пространства – задача сложная, громоздкая и тем самым неоправданная для получения результатов, удобных для практического использования. Обработка экспериментальных результатов по зависимости α от напряженности электрического поля выявила, что эту зависимость приближенно можно аппроксимировать следующим соотношением:

где Е – напряженность электрического поля; р – давление газа (или пара) в промежутке; А и В – константы, зависящие от рода газа.

К сожалению, такая форма зависимости не позволяет достаточно точно описывать поведение α(Е, р) в широком диапазоне изменения аргументов с одними и теми же значениями констант А и В. Поэтому для аппроксимации коэффициента объемной ионизации для различных диапазонов Е / р приходится для одного и того же газа подбирать различные значения А и В.

Экспериментальные данные по коэффициенту объемной ионизации электронами некоторых газов представлены на рис. 4.2.

Степень точности сделанного ранее допущения о постоянстве коэффициента вторичной ионно-электронной эмиссии γ можно оценить по экспериментальным данным, приведенным на рис. 4.3.

Вернемся к условию самостоятельности разряда (4.1). Поскольку токи, протекающие между электродами, в предпробойном состоянии малы, не будем считаться со связанным с наличием объемных зарядов искажением потенциального рельефа между электродами. Примем, что распределение потенциала между плоскими электродами линейно. В связи с этим электрическое поле будет однородным, а его напряженность определяется как

Подставим выражения (4.2) и (4.3) в условие самостоятельности (4.1). Полученное при этом уравнение решается относительно U _в (U _в = f (pL) – зависимость получить самостоятельно). Полученная зависимость U _в = f (pL) – аналитическое выражение закона Пашена. Необходимо обратить внимание на то, что давление газа и междуэлектродное расстояние входят в зависимость в виде произведения. Графическая иллюстрация закона Пашена в качественном виде представлена на рис. 4.4.

делять с помощью закономерностей, характерных для вакуумного пробоя.

При достаточно больших значениях pL существенную роль начинают играть процессы ступенчатой ионизации, фотоионизации и др., что также обусловливает отклонение от закона Пашена.

Качественно ход кривой закона Пашена объясняется следующим образом. Рассматриваем относительно минимума кривой. Пусть L постоянно, и меняется давление газа р. Давление газа р увеличивается, следовательно, количество молекул газа увеличивается, а значит длина свободного пробега электрона в газе уменьшается, поэтому на расстоянии каждого свободного пробега электрон в среднем проходит меньшую разность потенциалов и вероятность ионизации при столкновении уменьшается, что приводит к увеличению U _в. При уменьшении давления газа р уменьшается число столкновений электрона с молекулами газа на пути, пройденном электроном в направлении от катода к аноду, что затрудняет ионизацию.

Рассмотрим случай, когда давление газа р постоянно, а меняется расстояние между электродами L. При увеличении этого расстояния уменьшается напряженность поля Е, так как в случае плоских электродов Е = U / L, падает энергия электронов, уменьшается вероятность ионизации, что влечет за собой увеличение U _в. При уменьшении расстояния между электродами L уменьшается пространство, находящееся в распоряжении идущей от катода к

мых заряженных частиц бомбардируют электрод. Электрод начинает греться. Происходит выделение газов и испарение материала электрода, нарушается вакуум, и между электродами происходит пробой.

Экспериментальные зависимости U _в представлены на рис. 4.5.

1. Ознакомиться с основными теоретическими положениями.

2. Пользуясь вышеизложенным материалом, вывести зависимость

3. Получить у преподавателя вариант задания. Построить график зависимости α(Е, р). Сопоставить расчетные результаты с экспериментальными данными, представленными на рис. 4.2.

4. Рассчитать ход зависимости U _в = f (pL) для выбранного газа и различных материалов мишени. Параметры некоторых газов и материалов мишени, необходимые для расчета кривых Пашена, приведены в табл. 4.1

3. Расчетные формулы (с пояснением всех входящих величин).

4. Расчетные зависимости, полученные по пп. 3 – 5 порядка выполнения работы.

5. Сопоставление расчетных данных с экспериментальными.

Газоразрядные индикаторные панели (ГИП) представляют собой приборы интегрального типа, объединяющие в плоском корпусе большое число светоизлучающих элементов. ГИП используются для решения сложных информационных задач: отображение больших массивов знаковой информации, отображение гистограмм, графиков, а также видеоинформации с градациями яркости. ГИП с большим числом ячеек и большим быстродействием – плазменные экраны – находят в настоящее время широкое применение в телевизионной технике. ГИП имеет, как правило, диэлектрическую матрицу с весьма большим числом ячеек и два покровных стекла, приклеенных к матрице, на которые снаружи или изнутри наносятся полупрозрачные электроды. Покровные стекла приклеиваются таким образом, что полупрозрачные электроды становятся взаимно перпендикулярными. После склейки панель заполняется инертным газом. Каждая ячейка ГИП представляет собой миниатюрный газоразрядный прибор с холодным катодом и анодом. Для адресации светоизлучающих ячеек ГИП используется временное совпадение сигналов, подаваемых на электроды строк и столбцов. При двухкоординатной выборке управление матричным экраном, содержащим n элементов, осуществляется с помощью

входов.

Исследуемая в данной работе ГИП-10 000 является индикаторной панелью постоянного тока с внешней адресацией, количество светящихся ячеек в ней 10 000, т. е. 100×100 ячеек. Диаметр отверстия в матрице – 0.6 мм, шаг – 1.0 мм. Две взаимно перпендикулярные системы электродов – анодов и катодов – образуют столбцы и строки. Отверстия в матрицах совмещены в местах пересечения катодов и анодов. Таким образом, ячейки каждой строки имеют общие катоды, ячейки каждого столбца – общие аноды. Параллельная работа газоразрядных ячеек с одним большим резистором невозможна, так как после возникновения разряда в одной из ячеек столбца напряжение на остальных ячейках, имеющих один внешний резистор, падает. Поэтому одновременно можно поддерживать разряд в ячейках только одной строки. В качестве газового наполнителя в данной ГИП используется смесь Пеннинга на основе неона, дающая оранжево-красный цвет свечения.

напряжения на балластном сопротивлении от тока.

Напряжение возникновения разряда превышает напряжение его поддержания, благодаря этому обеспечивается работа газоразрядной ячейки в одном из двух состояний: «Включено» и «Выключено». Эта особенность может быть использована для получения в некоторых газоразрядных устройствах отображения электрической памяти.

При зажигании разряда наблюдается разброс значений U _в и времени возникновения разряда. Связано это, во-первых, с вероятностным характером самого процесса ионизации. Кроме того, начало развития разряда определяется появлением первой лавины электронов с катода. Возникновение первой лавины электронов, если нет специального внешнего источника энергии, воздействующего на катод, связано, как правило, с космическим излучением, которое имеет существенные флуктуации по амплитуде и во времени.

В процессе эксплуатации ГИП возможно распыление катодов ячеек за счет ионной бомбардировки и эрозия матрицы. Поэтому значения U _в для различных точек ГИП могут существенно отличаться друг от друга.

Описание экспериментальной установки. Экспериментальная установка содержит индикаторную панель ГИП-10 000, встроенные блок питания и микроамперметр для измерения тока, ламповый вольтметр В7-27А/I для измерения падения напряжения между анодом и катодом ячейки (рис. 7.2). Кроме того, источник питания Б5-50 имеет наборные барабаны, позволяющие регулировать разность потенциалов, подаваемых на ячейки от 0 до 299 В. Переключатели П₁ и П₂ позволяют зажигать ту или иную ячейку, рав-

номерно расположенные по полю ГИП. Значение U _в надо снимать по показаниям наборных барабанов источника питания. Переключатель резисторов позволяет регулировать сопротивление нагрузки. Оно изменяется следующим образом: положения переключателя 1, 2, 3, 4 и 5 соответствуют сопротивлениям 0.5; 0.8; 1.2; 1.5; 3.2 МОм.

1. Исследовать возникновение разрядов ГИП. Как отмечалось в 7.1, возможен разброс как значений U _в, так и времени возникновения разряда t _в. Учет обоих этих факторов весьма трудоемок. С целью упрощения исследования будем наблюдать только разброс значений U _в. Для исключения влияния разброса значений t _в предлагается выжидать зажигания разряда не более 3…5 с. Если разряд не загорелся за это время, надо с помощью источника питания увеличить подаваемое напряжение. В процессе выполнения работы замерить U _в по 5 раз в пяти точках ГИП. Для одной точки проверить влияние внешней засветки на U _в, для чего закрыть ГИП непроницаемым экраном и снять пять значений U _в.

2. Исследовать влияние внешней нагрузки (R _н) на U _в. Снять зависимость U _в для одной точки ГИП от значения R _н. R _н менять от 0.5 до 3.2 МОм. Для каждого значения R _н снять U _в 5 раз.

3. Снять ВАХ ячейки ГИП. ВАХ снимать для трех точек ГИП, ток менять с помощью источника питания, падение напряжения на приборе регистрировать с помощью лампового вольтметра U _а (рис. 7.2). Убедиться, что в ГИП используется нормальный тлеющий разряд, т. е. с ростом тока U _a–к меняется слабо.

4. Таблица значений U _в, для каждой из пяти точек 5 значений. Для одной точки дать влияние внешней зависимости на U _в.

Тлеющий разряд – это самостоятельный разряд в газе с холодным катодом. Эмиссия электронов в этом разряде возникает в результате бомбардировки катода положительными ионами. Такой механизм эмиссии относительно неэффективен, поэтому для тлеющего разряда характерны небольшая плотность тока (2…10 мА/см²) и большое катодное падение напряжения (порядка 100...300 В) для катодов из чистых металлов.

Основные процессы, обеспечивающие самостоятельность тлеющего разряда, происходят в катодных частях разряда и на катоде. Положительный столб представляет собой среду, через которую протекает анодный ток. Если приближать анод к катоду, то сокращается именно эта область разряда. При определенном расстоянии между электродами, которое называется критическим, положительный столб исчезает. В катодных частях разряда преобладает направленное движение электронов и положительных ионов, тогда как положительный столб представляет собой низкотемпературную газоразрядную плазму, в которой доминирует хаотическое движение зарядов.

В приборах тлеющего разряда используется, как правило, «короткий» разряд, когда расстояние между электродами порядка критического. В этом случае источником излучения является свечение, возникающее в катодном падении напряжения. Спектр излучения зависит от состава наполняющего газа. Обычно используется неон и смеси на его основе, дающие оранжево-красный цвет свечения.

Вольт-амперная характеристика тлеющего разряда представлена на рис. 9.1. На этой характеристике можно выделить два характерных участка. Участок 1 с постоянным значением напряжения разряда, который наблюдается при токах, не превышающих некоторого значения. При токах выше указанного наблюдается рост напряжения на разряде при возрастании разрядного тока (участок 2).

Разряд на первом участке получил название нормального тлеющего разряда. Для него справедлив закон Геля, который гласит, что разрядное напряжение и плотность катодного тока не зависят от разрядного тока. При этом площадь катода, участвующая в разряде, меньше площади его поверхности и пропорциональна разрядному току. С физической точки зрения справедливость закона Геля обусловлена тем, что при указанных условиях протекание разрядного тока требует наименьших затрат энергии.

Если сила тока такова, что вся поверхность катода покрыта свечением, то с ростом тока его плотность и разрядное падение напряжения возрастают. Такой разряд называют аномальным тлеющим разрядом.

Тлеющий разряд – слаботочный разряд. При токах порядка 1 A появляется тенденция к его переходу в дуговой разряд. В связи с этим приборы тлеющего разряда имеют максимальные токи в пределах до 0,1 A.

В аномальном тлеющем разряде с увеличением тока возрастает яркость свечения на катоде и усиливается распыление материала катода под дейст-

Слабоаномальный тлеющий разряд используется в различных индикаторах, в газоразрядных индикаторных панелях и в плазменных телевизионных экранах. Нормальный тлеющий разряд используется в параметрических стабилизаторах напряжения.

Аномальный тлеющий разряд в настоящее время находит широкое применение в электронном производстве для очистки и траления деталей.

На рис. 9.2 приведена упрощенная электрическая схема, включающая в себя исследуемый прибор тлеющего разряда П, балластное сопротивление R _б, амперметр для измерения анодного тока I _а, также вольтметры, фиксирующие входное напряжение U _вх и напряжение на исследуемом приборе U _а_.

Переключателем (на схеме не показан) можно включать в схему стенда различные по конструкции приборы. Ток через прибор можно регулировать с помощью балластного сопротивления R _б, а также изменяя с помощью потенциометра значение U _вх. В лабораторной работе исследуются: экспериментальная лампа Л, имеющая плоскую конструкцию с рамочным анодом и неоновым наполнением; линейный индикатор ИН-9, имеющий катод в виде тонкой нити и цилиндрический анод с прорезями для наблюдения свечения, наполнение – смесь неона с аргоном; различные типы стабилитронов тлеющего разряда типа СГ3С, СГ4С.

1. Ознакомиться с руководством к лабораторной работе и схемой экспериментальной установки. Установить движки реостатов и выключатели сопротивлений в положения, соответствующие минимальным значениям токов и напряжений на схеме. Включить питание схемы.

2. Снять вольт-амперную характеристику

лампы тлеющего разряда с плоским катодом Л, одновременно замеряя площадь катода, занятую разрядом. Характеристику снимать до токов, в 1.2…1.5 раза превышающих ток полного покрытия катода.

3. Снять вольт-амперную характеристику

линейного индикатора напряжения тлеющего разряда ИН-9, одновременно замеряя длину светящегося столба. Характеристику снимать до токов, в 1.2…1.5 раза превышающих ток, соответствующий максимальной длине столба.

4. Снять ВАХ нескольких стабилитронов (по указанию преподавателя).

1. Цель работы. Схема лабораторной установки.

2. Вольт-амперная характеристика лампы тлеющего разряда Л. Зависимость плотности тока на катоде от разрядного тока.

3. Вольт-амперная характеристика индикатора ИН-9. Зависимость длины светящегося столба от разрядного тока.

4. Вольт-амперная характеристика стабилитрона.

Коронный разряд является самостоятельным разрядом в сравнительно плотном газе.

Если к двум электродам, между которыми находится газовый промежуток, приложить электрическое поле, то при определенной разности потенциалов между электродами, которую назовем критической и обозначим через U ₀, возникает коронный разряд. Его появление существенным образом зависит от конфигурации электродов. Легче всего коронный разряд возникает между остриями, тонкими проволочками, шарами малого диаметра и т. п. Внешне коронный разряд проявляется в том, что в небольшом объеме газа (воздуха) около одного или обоих электродов возникает слабое свечение (в воздухе – сине-зеленого цвета). При прочих равных условиях вероятность появления свечения вокруг электрода, а следовательно, короны тем больше, чем меньше радиус кривизны электродов. Электрод, вокруг которого наблюдается свечение, называют коронирующим электродом. Свечение, возникающее при коронном разряде около электрода, связано с элементарными процессами, происходящими на границе электрод–воздух или в объеме воздуха вблизи электрода. В результате элементарных процессов в небольшом объеме воздуха вблизи электрода протекают ионизация, возбуждение, диссоциация молекул азота и кислорода. Естественно, что в этом объеме воздуха должны развиваться и обратные процессы: рекомбинация ионов и электронов, образование отрицательных ионов, переход возбужденных молекул (атомов) из возбужденных состояний в нормальные с излучением квантов света и т. д. По своему спектральному составу свечение, наблюдаемое при коронном разряде в воздухе, состоит преимущественно из молекулярных полос испускания, принадлежащих второй положительной системе полос молекулярного азота и первой отрицательной системе полос ионизованного молекулярного кислорода, благодаря чему свечение концентрируется в сине-зеленой и ультрафиолетовой областях спектра.

Если коронирующий электрод присоединить к положительному полюсу источника питания, то коронный разряд называется положительной короной; при присоединении коронирующего электрода к отрицательному полюсу – отрицательной короной. Практически различия между спектральным составом свечения, возникающего при положительной и отрицательной коронах, не существует, хотя есть некоторая разница в самом характере свечения. В случае положительной короны свечение вокруг коронирующего электрода распределяется равномернее, чем при отрицательной короне. В последнем случае свечение сосредоточено у отдельных точек коронирующего электрода. Кроме того, критические потенциалы коронного разряда и искрового пробоя неодинаковы.

Возникновение коронного разряда объясняется появлением вблизи коронирующего электрода резкой неоднородности электрического поля, значительно превосходящей напряженность электрического поля на других участках воздушного промежутка между электродами. Для возникновения коронного разряда напряженность поля у электрода должна превосходить электрическую прочность воздуха. В результате большой напряженности электрического поля слой воздуха вблизи коронирующего электрода будет пробит и станет проводящим. При этом около электрода возникает корона. Радиус проводящего слоя возрастает до тех пор, пока на его границе напряженность электрического поля не станет равной электрической прочности воздуха. Таким образом, при коронном разряде пробой газа распространяется не на весь воздушный междуэлектродный промежуток. Если приложенную к электродам разность потенциалов увеличивать сверх критического потенциала U ₀, то с повышением напряжения сила разрядного тока быстро у

Система охраняемых территорий в США Изучение особо охраняемых природных территорий(ООПТ) США представляет особый интерес по многим причинам...

Что способствует осуществлению желаний? Стопроцентная, непоколебимая уверенность в своем...

Что делать, если нет взаимности? А теперь спустимся с небес на землю. Приземлились? Продолжаем разговор...

Что вызывает тренды на фондовых и товарных рынках Объяснение теории грузового поезда Первые 17 лет моих рыночных исследований сводились к попыткам вычислить, когда этот...

Не нашли то, что искали? Воспользуйтесь поиском гугл на сайте: