Właściwości dyfuzyjnego wyładowania łukowego w próżni w warunkach wymuszonego wyłączania prądu

AntoniKLAJN

Propertie

s

of a diffu

se

vacuum ar

c

di

scharge

P

ol

it

echn

i

ki

S

e

ri

a

:

M

onografie

Antoni Klajn

96

31

Właściwości

dyfuzyjnego

wyładowania łukowego

w

próżni

w warunkach wymuszonego

wyłączania prądu

zamtawZAtUCK!

Opracowanie redakcyjneikorekta

A!eksandraWAWRZYNKOYJSKA

WszelKieprawazastrze1:one.2:adnac:zęśCniniejS.Zej~,zarównOwcałości,

ja1l.iwefragmentach,niemaże byćreprodukowanaw sposóbelektro niczny,

tOl:ografcznyIinnybezpis,emMjzgody wydawcyIw1ak:ide1lprawautorskich.

CICopyrightby OficynaWydawniczaPolitechnik.IWrocławskiej,Wrod aw2006

OFICYNA 'WYDAWNICZAPOUTECHNIKlINROCŁAWSKJEJ

'Nybrzei.eWyspiańskiego27. 50-370 Wrod;rw

httpl/www.oficwyd.pwr.WTOC.pł

e-maiI.oficwydC IlW..wroc.pl

ISSN 0324-976x

Monografie Nr 31 2006

elektryczny łuk próĪniowy, wyładowanie dyfuzyjne, wymuszone wyłączanie prądu

Antoni KLAJN*

WŁA

ĝCIWOĝCI DYFUZYJNEGO WYŁADOWANIA

ŁUKOWEGO W PRÓ

ĩNI

W WARUNKACH WYMUSZONEGO

WYŁ

ĄCZANIA PRĄDU

W pracy przedstawiono eksperymentalno-teoretyczną analizĊ właĞciwoĞci plazmy łuku próĪnio-wego w warunkach wymuszonego wyłączania prądu na tle dotychczasowego dorobku naukowego w zakresie zjawisk łączeniowych w próĪni. Przeprowadzono badania dwóch sposobów wymuszonej komutacji w próĪni: impulsem prądu skierowanego przeciwnie do wyłączanego prądu łuku (przeciw-prądem) oraz z zastosowaniem poprzecznego pola magnetycznego i pojemnoĞci bocznikującej styki. W czĊĞci dotyczącej wyłączania przeciwprądem skupiono siĊ na analizie parametrów zjonizowanych cząsteczek plazmy po wymuszonym przejĞciu prądu łuku przez zero oraz na ocenie ich wpływu na osłabienie wytrzymałoĞci połukowej. W ramach prac z zakresu wyłączania z zastosowaniem poprzecznego pola magnetycznego przebadano wpływ tego pola na ruch plazmy oraz na napiĊcie łuku, dla pola proporcjonalnego do wartoĞci prądu łuku oraz dla pola oscylacyjnego. Wyniki badaĔ pozwoliły zarówno na okreĞlenie wielu parametrów plazmy, przydatnych w modelowaniu wymuszo-nego wyłączania prądu w próĪni, jak i na okreĞlenie wybranych kryteriów, warunkujących skuteczną komutacjĊ. Prace przeprowadzono w warunkach laboratoryjnych, wykorzystując rozbieralne próĪniowe komory badawcze, wyposaĪone w układ miedzianych styków płaskich. Do pomiarów parametrów plazmy zastosowano sondĊ Langmuira, analizator pola opóĨniającego oraz szybką fotografiĊ łuku. Cennym efektem pracy jest ponadto okreĞlenie kryteriów przystosowania sond elektrycznych do pomiarów parametrów plazmy łuku elektrycznego w próĪni.

Wykaz wa

Īniejszych oznaczeĔ

Litery alfabetu łaciĔskiego

A – umowny, zastĊpczy parametr transparencji prądu jonowego w anali- zatorze pola opóĨniającego

AC – powierzchnia czynna styków komory próĪniowej

AK – powierzchnia kolektora sondy

AS – powierzchnia czĊĞci czynnej sondy

AO – powierzchnia otworu wlotowego sondy

AW – powierzchnia strefy granicznej pomiĊdzy ładunkiem

przestrzen-nym przy sondzie a badaną plazmą

a – stała zaleĪna od wartoĞci indukcji magnetycznej (7.10)

b – stała zaleĪna od wartoĞci indukcji magnetycznej (7.10)

b90 – parametr zderzeniowy elektronów w plazmie (4.4)

B, B – wektor i moduł indukcji magnetycznej

Bc – progowa wartoĞü indukcji magnetycznej, przy której nastĊpuje

powstanie warstwy niedostatku jonów przy anodzie (7.9)

CC – pojemnoĞü kondensatora bocznikującego styki w układzie

wymuszonego wyłączania z zastosowaniem oscylacyjnego pola ma-gnetycznego

CCmin – minimalna wartoĞü pojemnoĞci CC zapewniająca skuteczne

wy-łączenie prądu łuku

c – stały współczynnik charakteryzujący koncentracjĊ plazmy w oto- czeniu łuku (4.1), c≈ 1013 m–1A–1

cc – stosunek cząsteczek zjonizowanych do całkowitej masy plazmy

emitowanej z plamek katodowych (7.25), cc = 8,7 ⋅10 5

C/kg

ce – wskaĨnik erozji materiału stykowego (7.25), ce = 1,2⋅10–7 kg/C

ci – stała charakteryzująca właĞciwoĞci kolekcji jonów przez kolektor

analizatora pola opóĨniającego (4.41)

d – odległoĞü miĊdzystykowa

d0 – pełny odstĊp miĊdzystykowy

dw – gruboĞü warstwy ładunku przestrzennego przy przesłonie

ds – odstĊp pomiĊdzy drucikami siatki analizatora pola opóĨniającego

(rys. 4.7)

E – a) energia cząsteczki

b) natĊĪenie pola elektrycznego

E – wektor natĊĪenia pola elektrycznego bez oddziaływania pola magnetycznego

B v E

E∗= + × – natĊĪenie pola elektrycznego z uwzglĊdnieniem oddziaływania pola magnetycznego (7.4)

H

E – składowa Halla w natĊĪeniu pola elektrycznego (natĊĪenie pola Halla) (7.3)

e – ładunek elementarny, e = 1,6 × 10–19 As

F – wektor siły

el

F – wektor siły oddziałującej na cząsteczkĊ w polu elektrycznym

m

F – wektor siły oddziałującej na cząsteczkĊ w polu magnetycznym

H

F – wektor siły oddziałującej na cząsteczki w polu Halla (7.7)

L

F – wektor siły Lorentza (7.8)

GI – współczynnik okreĞlający stopieĔ generacji jonów w plazmie połukowej, w wyniku jonizacji neutralnych par metalu i emisji wtórnej (6.8); wg [285] GI moĪe przyjmowaü wartoĞci od 0 do 3⋅105

h – gruboĞü warstwy z niedostatkiem jonów przed anodą wskutek oddziaływania pola magnetyczego i efektu Halla (rys. 7.2)

i – prąd wyładowania łukowego (wartoĞü chwilowa) lub prąd w głównym obwodzie prądowym laboratoryjnego układu pro-bierczego

î – amplituda sinusoidalnej półfali prądu

I – prąd wyładowania łukowego (wartoĞü skuteczna)

iC – prąd kondensatora bocznikującego styki łącznika próĪniowego

podczas wymuszonego wyłączania z uĪyciem oscylacyjnego, poprzecznego pola magnetycznego (rys. 7.38)

ia – prąd łuku próĪniowego, mierzony w układzie z rysunku 7.39,

róĪniący siĊ od prądu i w głównym obwodzie prądowym (rys. 7.38)

im – prąd obwodu wytwarzającego pole magnetyczne

IK – prąd kolektora analizatora pola opóĨniającego

IK0 – prąd nasycenia kolektora analizatora pola opóĨniającego

Ie0 – elektronowy prąd nasycenia sondy (4.18)

Ii0 – jonowy prąd nasycenia sondy (4.15)

IS – prąd sondy (4.21), (4.24)

J – gĊstoĞü prądu

Ja – gĊstoĞü prądu łuku

JP – gĊstoĞü prądu połukowego

Jd – gĊstoĞü prądu przemieszczeniowego połukowego

Jc – gĊstoĞü prądu przewodnoĞciowego połukowego

Je0 – gĊstoĞü elektronowego prądu nasycenia sondy

Ji0 – gĊstoĞü jonowego prądu nasycenia sondy

k – stała Boltzmanna, k = 1,38 × 10–23 J/K

ki, kn – stała proporcjonalnoĞci gĊstoĞci masy odpowiednio: prądu

jo-nowego (7.25) i cząsteczek neutralnych (7.26)

km – czĊĞü (frakcja) masy plazmy emitowanej z katody, przenoszona

przez płynne makrocząstki metalu (7.26), km≈ 0,5

k_ω – współczynnik korygujący rzeczywistą wartoĞü stromoĞci nara-stania napiĊcia łuku w stosunku do wartoĞci obliczonej (7.54)

Kn – liczba Knudsena (4.7)

lS – odległoĞü sondy od krawĊdzi styków komory badawczej

ln(Λ) – logarytm Coulomba (zaleĪnoĞü (4.4))

M – masa molowa

m – masa cząsteczki

n – koncentracja cząsteczek plazmy, np. nn – koncentracja cząsteczek

neutralnych (3.29) lub ne– elektronów (4.19), e

n′ – obliczona koncentracja elektronów w plazmie na podstawie po-miaru sondą z przysłoną (5.1)

nD –Ğrednia liczba cząsteczek wewnątrz sfery ograniczonej przez

długoĞü Debye’a λD

ne0 – koncentracja elektronów w plazmie; indeks „0” oznacza

koncen-tracjĊ w plazmie niezaburzonej, czyli niezakłóconej obecnoĞcią sondy pomiarowej, co odpowiada prądowi nasycenia elektrono-wego Ie0 (4.28)

ni0 – 1) koncentracja jonów w plazmie; indeks „0” oznacza

koncen-tracjĊ w plazmie niezaburzonej, czyli niezakłóconej obecnoĞcią sondy pomiarowej, co odpowiada prądowi nasycenia jonowego

Ii0 (4.15);

2) początkowa koncentracja jonów przed rozpoczĊciem danego procesu, np. komutacji prądu łuku

nIPmax – koncentracja jonów odpowiadająca amplitudzie prądu połukowego

nn0 – koncentracja neutralnych par metalu w chwili przejĞcia prądu

przez zero

nO, nN – koncentracja plazmy odpowiednio dla sondy osłoniĊtej i tej samej

p – ciĞnienie gazu

q – ładunek cząsteczki

QIP – ładunek resztkowy, czyli ładunek w przestrzeni miĊdzystykowej

po przejĞciu prądu przez zero

QC – ładunek zgromadzony na pojemnoĞci CC

QC0 – początkowy ładunek na pojemnoĞci CC, przed załączeniem pola

magnetycznego

QC+ – ładunek przejmowany przez pojemnoĞü CC w chwili wył

ą-czania prądu wskutek oddziaływania pola magnetycznego (7.25)

R – 1) odległoĞü od osi katody lub odległoĞü od plamki katodowej, lub odległoĞü (promieĔ) od centrum rozpatrywanego układu (np. plamki katodowej, cząsteczki, osi łuku)

2) rezystancja

rs – promieĔ drucika siatki analizatora pola opóĨniającego (rys. 4.7)

RS – promieĔ sondy

RO – promieĔ otworu wlotowego w przysłonie sondy

Rst – promieĔ styku

s – gruboĞü warstwy jonów, formującej siĊ przy katodzie po przejĞciu prądu przez zero (rys. 3.6)

sst – odchylenie standardowe badanej wielkoĞci

t – czas

t_λi –Ğredni czas swobodnego ruchu jonów pomiĊdzy zderzeniami

(7.11)

tDe – czas opóĨnienia zaniku prądu elektronowego po wymuszonym

przejĞciu prądu łuku przez zero (rys. 5.27)

tDi – czas opóĨnienia zaniku prądu jonowego po wymuszonym

przej-Ğciu prądu łuku przez zero (rys. 5.37)

te – czas przepływu prądu elektronowego w prądzie połukowym

(rys. 3.5)

tFi – czas przelotu jonów w przestrzeni miĊdzystykowej (7.28)

tIP – czas przepływu prądu połukowego (rys. 3.5 i 6.25)

tl – czas „Īycia” łuku w obwodzie prądu stałego (7.10)

tPi – szacunkowy czas przelotu jonów od przestrzeni łukowej do

ana-lizatora pola opóĨniającego (6.4)

T – temperatura w skali bezwzglĊdnej

U – napiĊcie

Ua – spadek napiĊcia na łuku bez oddziaływania zewnĊtrznego pola

magnetycznego

Ud – napiĊcie przebicia przerwy miĊdzystykowej

umax1, umax2, umax3 – pierwsza i kolejne amplitudy przebiegu napiĊcia łuku bĊdącego

pod wpływem oscylacyjnego, poprzecznego pola magnetycznego ((7.14), rys. 7.17 i 7.18)

u+ – przyrost napiĊcia łuku wskutek oddziaływania pola

magnetycz-nego (7.14)

(u+)max – pierwsza amplituda przyrostu napiĊcia łuku u+

UP – napiĊcie powrotne po przejĞciu prądu przez zero

UPx – napiĊcie powrotne po przejĞciu prądu przez zero dla współ-

rzĊdnej x

US – napiĊcie sondy (4.12), (rys. 4.3)

UZAS – napiĊcie Ĩródła zasilania

Upl – róĪnica potencjałów pomiĊdzy potencjałem plazmy Vpl a

poten-cjałem elektrody odniesienia Vod, (4.11), (rys. 4.3)

UW – róĪnica potencjałów w warstwie ładunku przestrzennego przy

sondzie (4.9), (rys. 4.3)

v – prĊdkoĞü termiczna cząsteczki (oznaczenie ogólne)

vD – prĊdkoĞü dryfowa cząsteczki

ve0, vi0, vn0 – początkowa prĊdkoĞü odpowiednio elektronów, jonów bądĨ

cząsteczek neutralnych w rozpatrywanym procesie

v0 – wypadkowa prĊdkoĞü przemieszczania siĊ „płynu” plazmowego

v – prĊdkoĞü Ğrednia cząsteczki (wynikająca z rozkładu Maxwella)

k

v – prĊdkoĞü Ğrednia kwadratowa (wynikająca z rozkładu Maxwella)

vep – prĊdkoĞü najbardziej prawdopodobna elektronów v – wektor prĊdkoĞci cząsteczki

v – moduł wektora, np. wektora prĊdkoĞci cząsteczki

vx, vy, vz – wartoĞci składowych wektora prĊdkoĞci cząsteczki odpowiednio

w kierunkach x, y, z

Vfl – potencjał swobodny

Vpl – potencjał plazmy

VK – potencjał kolektora analizatora pola opóĨniającego

VG – potencjał siatki analizatora pola opóĨniającego

Vod – potencjał elektrody odniesienia (rys. 4.1, 4.3)

VS – potencjał sondy (rys. 4.3)

x – współrzĊdna odległoĞci miĊdzystykowej (np. rys. 3.6)

Z –Ğrednia liczba ładunkowa jonów wielokrotnie zjonizowanych

z , y , x1 1

1 – wektory jednostkowe kartezjaĔskiego układu współrzĊdnych

Litery alfabetu greckiego

α – współczynnik wzrostu napiĊcia łuku pod wpływem oddziaływa-nia zewnĊtrznego pola magnetycznego (7.11)

β – współczynnik w zaleĪnoĞci (4.1) opisującej koncentracjĊ plazmy wokół wyładowania łukowego; β zawiera siĊ w zakresie od 0,5 dla kierunku prostopadłego do osi łuku do 1,2 dla kierunku po-krywającego siĊ z osią łuku

βH – parametr Halla (7.2a)

ε0 – przenikalnoĞü elektryczna próĪni,ε0 = 8,85 × 10 –12

As/Vm

φ – charakterystyczny wymiar otworu przysłony analizatora pola opóĨniającego

ϕ – potencjał wokół naładowanej cząsteczki (jonu)

λ –Ğrednia droga swobodna cząsteczki: λe – w zderzeniach elektron – elektron, λi – w zderzeniach jon – jon, λei – w zderzeniach elektron – jon

λD – długoĞü Debye’a (zaleĪnoĞü (4.3))

ρi0,ρn0 – początkowe gĊstoĞci masy odpowiednio dla jonów (7.25) i czą-steczek neutralnych (7.26)

σ – konduktywnoĞü plazmy (wielkoĞü skalarna)

σ0 – składowa tensora konduktywnoĞci plazmy wzdłuĪ wektora

indukcji magnetycznej, równa co do wartoĞci konduktyw-noĞci (wielkoĞci skalarnej) bez pola magnetycznego, σ = σ0

(7.20)

σˆ – tensor konduktywnoĞci plazmy (7.20)

τ – stała czasowa przebiegu eksponencjalnego

τC – czas swobodnego przebiegu cząsteczki w ruchu cyklotronowym

(7.2a), (7.4)

τIP – stała czasowa zaniku jonów na drodze dyfuzji w prądzie

połu-kowym

τr – czas relaksacji ładunku przestrzennego

τrj – czas relaksacji jonów w warstwie ładunku przestrzennego przy sondzie

τf –Ğredni czas przelotu jonów w przestrzeni miĊdzystykowej (7.9)

τm – stała czasowa tłumienia obwodu wytwarzającego oscylacyjne pole magnetyczne ((7.14), rys. 7.16)

δG – transparencja siatki

ω – czĊstoĞü oscylacji w ruchu cyklotronowym cząsteczki

ωm – pulsacja prądu w obwodzie wytwarzającym oscylacyjne pole magnetyczne (7.14)

ϖ – czĊstoĞü zderzeĔ cząsteczek: ϖe – w zderzeniach elektron – elek-tron, ϖi – w zderzeniach jon – jon, ϖei – w zderzeniach elektron – jon

WaĪniejsze indeksy

e – wielkoĞü dotycząca elektronów

i – wielkoĞü dotycząca jonów

n – wielkoĞü dotycząca cząsteczek neutralnych

(x = s) – wartoĞü parametru na granicy oddzielającej warstwĊ ładunku dodatniego przy katodzie od quasi-neutralnej plazmy (rys. 3.6)

x, y, z – składowe wektora prĊdkoĞci cząsteczki odpowiednio w osiach

x, y, z kartezjaĔskiego układu współrzĊdnych

Cu, Cr, W i in. – oznaczenie wielkoĞci dotyczącej odpowiednio danego pierwiastka: miedzi, chromu, wolframu i innych

∧ – znak umieszczony ponad symbolem oznacza amplitudĊ danej wielkoĞci okresowej

0 – a) w przypadku prądu – prąd nasycenia sondy (elektronowy, jonowy), b) w przypadku parametrów plazmy – parametr plazmy nieza-kłóconej obecnoĞcią sondy

Uwaga: brak indeksu e albo i przy wielkoĞciach odnoszących siĊ do parametrów

1. Informacje wst

Ċpne

1.1. Tematyka pracy na tle aktualnych zagadnie

Ĕ

zwi

ązanych z łącznikami próĪniowymi

i z badaniem zjawisk ł

ączeniowych w próĪni

Łuk elektryczny w próĪni, wystĊpujące w nim zjawiska oraz ich wykorzystanie w łącznikach elektroenergetycznych stanowią od szeregu lat przedmiot badaĔ wielu oĞrodków naukowych oraz firm zajmujących siĊ produkcją aparatury łączeniowej. Zainteresowanie próĪnią jako medium izolacyjnym i gaszącym łuk elektryczny datuje siĊ juĪ od lat dwudziestych ubiegłego stulecia, jednak dopiero pod koniec lat piĊüdzie-siątych udało siĊ pokonaü istotne bariery poznawcze i technologiczne, co umoĪliwiło konstrukcjĊ pierwszych łączników próĪniowych [95, 194, 198, 215, 216, 264]. W ciągu nastĊpnych dwóch dziesiĊcioleci nastąpił dynamiczny rozwój tej techniki łączenia, a nastĊpnie jej systematyczne doskonalenie, trwające do dnia dzisiejszego. Obecnie łączniki próĪniowe naleĪą do grupy nowoczesnych aparatów w zakresie napiĊü niskich, tj. do 1000 V, oraz napiĊü Ğrednich, tj. od 7,2 kV do 36 kV w warunkach europejskich, a na Ğwiecie, np. w Japonii, nawet do 72,5 kV [198, 215, 216]. PróĪniowe łączniki ni-skiego napiĊcia to przede wszystkim styczniki o prądach znamionowych w zakresie od ok. 100 A do ok. 800 A, przeznaczone głównie do łączenia silników elektrycznych o znacznych mocach, pracujących w najciĊĪszych warunkach eksploatacyjnych (katego-ria uĪytkowania AC3 i AC4). W ostatnich latach niektóre firmy podjĊły równieĪ pro-dukcjĊ wyłączników na napiĊcia do 1000 V [100, 236]. Dominującą grupą łączników próĪniowych Ğredniego napiĊcia są wyłączniki, które od co najmniej trzydziestu lat stanowią grupĊ nowoczesnych aparatów, pokrywających w pełni cały zakres prądów znamionowych spotykany w wyłącznikach Ğredniego napiĊcia, tj. od kilkuset do ok. 4000 A przy mocach wyłączalnych do ok. 4000 MVA. OdrĊbną grupĊ łączników próĪ-niowych Ğredniego napiĊcia stanowią styczniki produkowane na napiĊcia znamionowe od 6 do 12 kV, wykorzystywane głównie jako łączniki manewrowe w obwodach silni-ków wysokiego napiĊcia. Do niezwykle dynamicznego rozwoju i rozpowszechnienia siĊ łączników próĪniowych w ostatnim üwierüwieczu przyczynił siĊ cały szereg ich istot-nych zalet, spoĞród których najwaĪniejsze to:

• krótki czas łukowy, ograniczony na ogół do pierwszego przejĞcia prądu przez wartoĞü zerową,

• stosunkowo nieduĪa erozja materiału stykowego, bezpoĞrednio związana z krótkim czasem łukowym i niewielką energią łuku; umiarkowane wartoĞci energii łuku wyni-kają m.in. z niskiej wartoĞci napiĊcia łuku próĪniowego, zwłaszcza dyfuzyjnego łuku próĪniowego, w porównaniu z napiĊciami wystĊpującymi w łuku gazowym,

• bardzo duĪa szybkoĞü odzyskiwania wytrzymałoĞci przerwy połukowej,

• całkowita separacja łuku elektrycznego i produktów jego palenia siĊ od otoczenia, • prosta, od strony mechanicznej, konstrukcja komór gaszeniowych, dziĊki czemu uzyskuje siĊ bardzo wysoką trwałoĞü i niezawodnoĞü tych aparatów.

Wymienione zalety sprawiają, Īe łączniki próĪniowe cechują siĊ bardzo dobrymi parametrami trwałoĞciowymi w porównaniu z innymi konstrukcjami łączników. TrwałoĞü łączeniowa wyłączników próĪniowych Ğredniego napiĊcia jest rzĊdu 20 000 łączeĔ przy znamionowym prądzie cieplnym i od ok. 50 nawet do 100 łączeĔ przy znamionowym prądzie wyłączalnym [198, 216]. Tak wysokiej trwałoĞci wyłącz-ników nie udało siĊ uzyskaü w Īadnej innej technice łączenia w zakresie napiĊü Ğred-nich. Z tego wzglĊdu wielu producentów oferuje te aparaty według dewizy „zainsta-lowaü i zapomnieü”, gwarantując ich co najmniej 20-letnią eksploatacjĊ bez zabiegów konserwatorskich. NiezaleĪnie od tego prowadzone są badania, których celem jest dalsze doskonalenie konstrukcji komór próĪniowych i napĊdów łączników.

Produkowane przez przemysł łączniki próĪniowe są przeznaczone przede wszystkim do pracy w obwodach prądu przemiennego. Podstawowym warunkiem gaszenia łuku elektrycznego przez te aparaty jest bowiem przejĞcie prądu przez wartoĞü zerową, co przy prądzie przemiennym nastĊpuje w sposób naturalny. Jed-nak od samego początku badaĔ, związanych z wyłączaniem prądu w próĪni, pewna, stosunkowo nieduĪa, grupa prac poĞwiĊcona była badaniu moĪliwoĞci zastosowania tych aparatów do pracy w obwodach prądu stałego. Inspiracją do tego były z jednej strony wymienione wyĪej korzystne właĞciwoĞci próĪni jako medium komutacyjne-go, a z drugiej strony istotne trudnoĞci w opracowaniu zadowalająco dobrej techni-ki gaszenia łuku prądu stałego w innych Ğrodowiskach, głównie w powietrzu i w oleju mineralnym.

Przerywanie prądu stałego w próĪni wymaga zastosowania tzw. „wymuszonego” wyłączania prądu, przez co rozumie siĊ wyłączanie nastĊpujące wskutek celowego sprowadzenia wartoĞci prądu łuku próĪniowego do zera na czas na tyle krótki, aby nastąpiło zgaszenie łuku i odzyskanie pełnej wytrzymałoĞci przerwy miĊdzystykowej. Łączniki próĪniowe cechują siĊ bardzo duĪą szybkoĞcią odbudowy właĞciwoĞci izola-cyjnych w okresie połukowym. Czasy potrzebne do dejonizacji przerwy mi Ċdzysty-kowej wahają siĊ od kilku do kilkudziesiĊciu mikrosekund, zaleĪnie od parametrów komory, wartoĞci przerywanego prądu i parametrów obwodu [194] i są znacznie krót-sze od analogicznych czasów uzyskiwanych w innych oĞrodkach gaszących łuk. Z tego wzglĊdu łączniki próĪniowe wykazują bardzo duĪą przydatnoĞü i wiele

ko-rzystnych właĞciwoĞci, które mogą byü wykorzystane w technice komutacji wymu-szonej. Sprowadzenie prądu do zera w procesie komutacji wymuszonej jest równo-znaczne z chwilowym przejĊciem wyłączanego prądu przez obwód zastĊpczy, boczni-kujący zwykle styki łącznika. Bilans energetyczny tego procesu oraz zjawiska zachodzące w plazmie łuku i mające wpływ na wzrost wytrzymałoĞci miĊdzystykowej są podstawowymi warunkami skutecznego wyłączenia obwodu w sposób wymuszony w próĪni.

W dotychczasowych badaniach wymienia siĊ dwa sposoby technicznej realizacji wymuszonego wyłączania prądu w próĪni:

• wyłączanie tzw. przeciwprądem, czyli impulsem prądowym skierowanym prze-ciwnie do prądu płynącego przez komorĊ gaszeniową,

• wyłączanie z wykorzystaniem silnego, poprzecznego pola magnetycznego oddziałującego na łuk próĪniowy.

Obydwa te sposoby komutacji, wraz z przeglądem dotychczasowych znanych z literatury badaĔ w tej dziedzinie, omówiono szerzej w dalszej czĊĞci pracy. Komu-tacja wymuszona moĪe mieü wielorakie zastosowania, z których najwaĪniejsze to:

• wyłączanie prądu stałego w próĪni, • ograniczanie prądów zwarciowych.

Obecnie zakres zastosowaĔ wymuszonego wyłączania prądu w próĪni jest stosunkowo wąski i moĪna go okreĞliü mianem niekonwencjonalnego, leĪącego w zasadzie na uboczu komercyjnych zainteresowaĔ firm wytwarzających aparaturĊ łączeniową. Wraz z pojawieniem siĊ w koĔcu lat 60. i na początku 70. XX wieku idei przesyłu energii na znaczne odległoĞci liniami prądu stałego podjĊto, głównie w Sta-nach Zjednoczonych, szereg badaĔ zmierzających do opracowania próĪniowych wy-łączników prądu stałego wysokiego napiĊcia (HVDC circuit breakers). Pionierskie prace Greenwooda i współpracowników [97] oraz innych autorów [7, 245] z tego okresu z zastosowaniem przeciwprądu przyniosły pozytywne rezultaty prób laborato-ryjnych. Wiele z tych prac zostało zaniechanych, do czego przyczynił siĊ z pewnoĞcią szybki postĊp w opracowaniu nowoczesnych przekształtników energoelektronicznych wysokiego napiĊcia, dziĊki którym rozwiązano nie tylko problemy łączenia, lecz i przekształcania prądu stałego w liniach przesyłowych. Pomimo to Greenwood i jego współpracownicy prowadzili dalsze badania [41, 42, 229], których efektem była m.in. próba okreĞlenia kryterium skutecznego gaszenia łuku próĪniowego przeciwprądem w HVDC, opartego na ocenie wielkoĞci ładunku resztkowego w przestrzeni miĊdzy-stykowej po przejĞciu prądu przez zero. W koĔcu lat 70. i na początku lat 80. XX wieku Kimblin, Emtage, Holmes i inni [71, 94, 142] podjĊli cykl badaĔ, związa-nych z wymuszonym wyłączaniem prądu w próĪni z wykorzystaniem poprzecznego pola magnetycznego z zamiarem zastosowania tej techniki do próĪniowych wyłączni-ków ograniczających wysokiego napiĊcia. Autorzy zaproponowali model teoretyczny zjawisk i przeprowadzili badania eksperymentalne. Prace te zostały jednak równieĪ zaniechane.

W Polsce prace z wykorzystaniem wymuszonego wyłączania prądu w próĪni były prowadzone w Instytucie Aparatów Elektrycznych Politechniki Łódzkiej pod kierun-kiem profesora Marka Bartosika [13–20], głównie w zakresie zastosowaĔ do trakcji elektrycznej. Ich efektem jest opracowany i wdroĪony próĪniowy wyłącznik trakcyjny prądu stałego na napiĊcie 3 kV, z przeznaczeniem jako wyłącznik główny w lokomo-tywach elektrycznych [18]. W wyłączniku tym wykorzystano zasadĊ wyłączania prze-ciwprądem. Prace te potwierdzają duĪe moĪliwoĞci zastosowaĔ łączników próĪnio-wych do wymuszonego przerywania prądu.

Innym oĞrodkiem krajowym, w którym prowadzono prace dotyczące wymuszo-nego wyłączania prądu w próĪni przeciwprądem, jest Instytut Energoelektryki Poli-techniki Wrocławskiej, gdzie badania dotyczyły głównie zastosowaĔ tej techniki komutacji do styczników próĪniowych niskiego napiĊcia [21, 27, 172, 175, 176, 289, 293]. Ich celem było przystosowanie tych aparatów do pracy w obwodach pr ą-du stałego i w obwodach o czĊstotliwoĞciach w zakresie od ułamka Hz do kilku Hz, zwanego prądem wolnozmiennym lub niskoczĊstotliwoĞciowym. Początkowe bada-nia i próby wykonane w warunkach laboratoryjnych przyniosły pozytywne rezulta-ty, które pozwoliły na opracowanie kryteriów optymalizacji układu [172, 175, 176, 289, 293] i opatentowanie rozwiązaĔ [173, 174]. W trakcie dalszych pomiarów, mających na celu sprawdzenie modelu laboratoryjnego łącznika w warunkach pracy długotrwałej okazało siĊ jednak, Īe w pewnej, bardzo niewielkiej liczbie łączeĔ mniejszej od 1% łącznik wyłączał dopiero przy drugim przejĞciu prądu przez zero lub sporadycznie zdarzały siĊ nawet przypadki niewyłączeĔ. Stało siĊ to dla autora inspiracją do analizy zjawisk fizycznych, zachodzących w plazmie łuku próĪniowe-go podczas wymuszonepróĪniowe-go przerywania prądu w celu ich lepszego poznania i opisu. SkutecznoĞü wymuszonego wyłączania prądu w próĪni związana jest bowiem nie tylko z właĞciwym doborem parametrów przeciwprądu bądĨ pola magnetycznego w zaleĪnoĞci od parametrów obwodu, lecz równieĪ z przebiegiem zjawisk w pla-zmie łuku próĪniowego. ĝwiadczyü o tym moĪe wyraĨnie losowy rezultat wielu prób wyłączania, opisanych w pracach [7, 42].

W prezentowanej pracy podjĊto wiĊc próbĊ dokonania moĪliwie kompleksowe-go opisu zjawisk w plazmie łuku próĪniowego podczas wymuszonego wyłączania prądu, korzystając z opracowaĔ znanych z literatury oraz o własnych, głównie eks-perymentalnych prac autora. Zaprezentowane wyniki mogą byü przydatne w ocenie skutecznoĞci działania układów komutacji wymuszonej bądĨ w ich optymalizacji. PoniewaĪ opisane tu prace eksperymentalne zostały wykonane w układach probier-czych o parametrach obwodu i komory badawczej odpowiadających zasadniczo łącznikom próĪniowym niskiego napiĊcia i o wartoĞciach prądu typowych dla próĪ-niowego łuku dyfuzyjnego, ich wyniki mogą byü odniesione przede wszystkim do specyfiki tych łączników i do zjawisk wystĊpujących w próĪniowym łuku dyfuzyjnym. Nie oznacza to jednak ograniczenia uzyskanych rezultatów jedynie do łączników próĪniowych niskiego napiĊcia.

1.2. Cel i zakres pracy

Celem prezentowanej pracy jest próba całoĞciowego przedstawienia aktualnego stanu wiedzy o zjawiskach fizycznych, zachodzących w procesie wymuszonej komu-tacji łuku próĪniowego przeciwprądem, bądĨ z uĪyciem poprzecznego pola magne-tycznego, oraz prezentacja na tym tle własnego dorobku autora. Analiza taka moĪe byü wykorzystana w ocenie skutecznoĞci działania i w optymalizacji układów komu-tacji wymuszonej, współpracujących z łącznikami próĪniowymi.

Szczególną uwagĊ w prezentowanych pracach poĞwiĊcono analizie parametrów plazmy łuku próĪniowego:

• bezpoĞrednio po wymuszonym przejĞciu prądu przez zero przy wyłączaniu przeciwprądem,

• w trakcie oddziaływania na łuk poprzecznym polem magnetycznym.

Zaobserwowane prawidłowoĞci pozwoliły na opracowanie wniosków, dotyczą-cych skutecznoĞci wymuszonego gaszenia łuku próĪniowego. Do realizacji tych zadaĔ wykorzystano sondy elektryczne oparte na teorii Langmuira. Dodatkowym efektem wykonanych przez autora prac eksperymentalnych są liczne spostrzeĪenia, odnoszące siĊ do zastosowania tych sond do badania plazmy łuku próĪniowego.

Rozdziały 2, 3 i 4 zawierają opis aktualnego stanu wiedzy z zakresu tematyki pracy. W rozdziale 2 zamieszczono podstawowe informacje, dotyczące łuku elektrycznego w próĪni. Rozdział 3 jest poĞwiĊcony opisowi zjawisk, zachodzących podczas gaszenia łuku próĪniowego, czyli bezpoĞrednio przed, w trakcie i po przejĞciu prądu łuku przez wartoĞü zerową. W rozdziale 4 omówiono metody stosowane w badaniach plazmy łuku elektrycznego, ze szczególnym uwzglĊdnieniem pomiarów z uĪyciem sond elektrycznych, które były uĪywane w badaniach autora.

Rozdziały 5, 6 i 7 zawierają opis zasadniczego dorobku naukowego autora w za-kresie badaĔ eksperymentalnych wymuszonej komutacji łuku próĪniowego. W roz-dziale 5 przedstawiono eksperymentalne badania plazmy próĪniowego łuku łączenio-wego przy uĪyciu sond elektrycznych. W rozdziale 6 omówiono przerywanie prądu przez jego wymuszone sprowadzenie do zera impulsem przeciwprądu oraz dokonano oceny zachodzących zjawisk z punktu widzenia skutecznoĞci takiego sposobu komutacji. Rozdział 7 zawiera natomiast przegląd dotychczasowych prac oraz analizĊ zjawisk fizycznych w łuku próĪniowym podczas oddziaływania na ten łuk poprzecznym polem magnetycznym w aspekcie zastosowaĔ tego sposobu komutacji do wymuszonego przerywania prądu w próĪni. Opisane badania ekspery-mentalne zostały uzupełnione obliczeniami, przeprowadzonymi z wykorzystaniem znanych z literatury matematycznych modeli zjawisk.

stabilnego wy

áadowania áukowego w próĪni

2.1. Informacje wst

Ċpne o wyáadowaniu áukowym

Za jedną z najbardziej syntetycznych definicji áuku elektrycznego uwaĪa siĊ okreĞlenie podane przez Comptona [194], mówiące, Īe jest to wyáadowanie w gazie lub w parach, w którym wartoĞü napiĊcia w strefie przykatodowej jest rzĊdu naj-niĪszego potencjaáu jonizacyjnego gazu lub par, w których pali siĊ áuk. W odróĪnie-niu od innych rodzajów wyáadowaĔ elektrycznych charakteryzuje siĊ ono maáą war-toĞcią spadku napiĊcia oraz duĪą gĊstoĞcią prądu przy katodzie [44]. Struktura áuku elektrycznego w gazie i w próĪni zostaáa przedstawiona skrótowo w punktach 2.2 i 2.3.

ĝrodowisko, w którym zachodzi wyáadowanie jest plazmą, której zasadniczymi skáadnikami są:

• elektrony,

• jony, zwykle dodatnie, lecz równieĪ w pewnych Ğrodowiskach jony ujemne, • cząsteczki obojĊtne, czyli niezjonizowane atomy, molekuáy i makrocząstki danej substancji.

WáaĞciwoĞci plazmy áuku elektrycznego są okreĞlone zespoáem cech wzajemnego oddziaáywania pomiĊdzy jej wszystkimi skáadnikami w przestrzeni, w której zachodzi wyáadowanie, nazywanej kolumną áukową. MoĪna je rozpatrywaü w dwóch skalach [181, 223, 248, 273, 286]:

a) mikroskopowej, b) makroskopowej.

Analiza w skali mikroskopowej dotyczy wáaĞciwoĞci cząsteczek oraz ich wzajem-nych oddziaáywaĔ przy uwzglĊdnieniu obecnoĞci pól – elektrycznego i magnetyczne-go. Celem takiej analizy jest opis torów ruchu cząsteczek, ich zderzeĔ i zachodzących wówczas procesów energetycznych, dziĊki czemu jest moĪliwe okreĞlenie rozkáadów statystycznych stopnia dysocjacji, jonizacji, rekombinacji i emisji skáadników plazmy. Analiza w skali makroskopowej dotyczy obserwacji zjawisk w sposób uĞredniony, gdy plazma jest traktowana jako medium ciągáe, czyli páyn (gaz lub ciecz), zgodnie

z teorią hydrodynamiki Maxwella–Boltzmanna [29, 44, 45, 101, 102, 138, 181, 223, 273, 286]. Teoria ta wiąĪe ze sobą równania zachowania:

• masy, • pĊdu,

• energii cząsteczek.

PoniewaĪ jednak plazma jako Ğrodowisko przewodzące podlega oddziaáywaniu wáasnych i zewnĊtrznych pól: elektrycznego i magnetycznego, modele makroskopowe plazmy zwane są modelami magnetohydrodynamicznymi, gdyĪ áączą w sobie elemen-ty hydrodynamiki i elektrodynamiki, stąd pojĊcie magnetohydrodynamiki (MHD), w której plazma jest traktowana jako elektrycznie przewodzący oĞrodek ciągáy. Równania MHD obejmują równania Maxwella, pola elektromagnetycznego, hydro- dynamiczne równanie ruchu, termodynamiczne równanie stanu oraz równania stanu zachowania energii.

Równania magnetohydrodynamiki opisują parametry cząsteczek w sposób uĞredniony dla danego páynu. Jony i elektrony w plazmie cechują siĊ jednak na tyle zróĪnicowanymi wartoĞciami mas, a w niektórych rodzajach plazmy, jak np. w plazmie áuku próĪniowego, równieĪ zróĪnicowanymi wartoĞciami energii, Īe w pewnych analizach trudno je traktowaü jako jednolity páyn. Dlatego rozróĪnia siĊ modele [101, 102, 273, 286]:

• jednopáynowe, w których zakáada siĊ monocząsteczkową budowĊ plazmy, • wielopáynowe, zwykle dwupáynowe, w których plazmĊ traktuje siĊ jako medium ciągáe, záoĪone z dwóch lub wiĊkszej liczby skáadników.

Modele jednopáynowe są modelami najprostszymi i opisują ruch tylko jednego skáadnika plazmy, zwykle ruch jonów albo elektronów. Model dwupáynowy, stosowa-ny czĊsto w opisie áuku próĪniowego [102, 286], uwzglĊdnia transport dwóch rodza-jów cząsteczek plazmy, zwykle jonów i elektronów.

CaáoĞciowy opis plazmy áuku elektrycznego wymaga uwzglĊdnienia trzech rodzajów jego wáaĞciwoĞci [102, 182, 286]:

• termodynamicznych, • elektrycznych,

• jonizacyjnych i emisyjnych.

WáaĞciwoĞci termodynamiczne plazmy dotyczą analizy plazmy w skali

makrosko-powej, z wykorzystaniem teorii magnetohydrodynamiki. Na ich podstawie moĪna ustaliü uĞrednione wartoĞci nastĊpujących parametrów:

a) temperatury,

b) ciĞnienia, które w opisie przestrzennym jest tensorem, c) koncentracji,

d) prĊdkoĞci przepáywu, która w opisie przestrzennym jest wektorem.

Szczegóáowe przedstawianie zaleĪnoĞci, wynikających z magnetohydrodynamicz-nej teorii plazmy, nie stanowi zasadniczej treĞci prezentowanej pracy, dlatego zostaną tu wykorzystane jedynie pewne elementy tego opisu.

WáaĞciwoĞci elektryczne okreĞlone są przede wszystkim takimi parametrami, jak:

wek-tor natĊĪenia pola elektrycznego, tensor konduktywnoĞci oraz wekwek-tor gĊstoĞci prądu. Ponadto, jeĞli zachodzi potrzeba, opisane są wielkoĞci pola magnetycznego, wáasnego bądĨ zewnĊtrznego. NatĊĪenie pola elektrycznego, konduktywnoĞü i prąd są powiązane wzajemnie uogólnionym prawem Ohma i wynikającą z niego zewnĊtrzną charakterystyką prądowo-napiĊciową áuku. Charakterystyka ta umoĪliwia okreĞlenie funkcji zmian rezy-stancji kolumny áukowej, a tym samym modelowanie áuku w obwodzie elektrycznym.

Procesy jonizacyjne i emisyjne to wielkoĞci opisane odpowiednimi rozkáadami

staty-stycznymi prawdopodobieĔstwa wystĊpowania zjawisk jonizacji i emisji cząsteczek oraz związanymi z nimi zjawiskami dysocjacji, dyfuzji i rekombinacji. Jedną z podstawowych zaleĪnoĞci jest równanie Saha [44, 217, 218, 261, 263], opisujące stopieĔ jonizacji termicznej gazu w zaleĪnoĞci od jego temperatury i innych parametrów. Zjawiska te roz-waĪa siĊ w skali mikroskopowej, natomiast rozkáady statystyczne prawdopodobieĔstwa ich wystąpienia podaje siĊ jako wielkoĞü uĞrednioną dla caáej plazmy.

Opis zjawisk zachodzących w áuku elektrycznym wymaga wzajemnego powiąza-nia wáaĞciwoĞci: termodynamicznych, elektrycznych oraz jonizacyjnych i emisyjnych. NaleĪy podkreĞliü, Īe opis parametrów áuku w zakresie tylko jednej z wymienionych wáaĞciwoĞci, np. wáaĞciwoĞci elektrycznych, jest opisem niepeánym i niejednoznacz-nym. Oznacza to, Īe moĪna otrzymaü np. podobną charakterystykĊ prądowo-napiĊciową áuku dla innych pozostaáych parametrów wyáadowania.

W hydrodynamicznej teorii páynów, opracowanej przez Boltzmanna i Maxwella [44, 181, 223, 273, 286], istnieje okreĞlony związek pomiĊdzy temperaturą cząsteczek, ich prĊdkoĞcią i energią, jak i innymi wymienionymi wczeĞniej parametrami páynu plazmowego. W teorii tej rozróĪnia siĊ dwa rodzaje prĊdkoĞci cząsteczek:

• prĊdkoĞü kinetyczną, nazywaną takĪe skierowaną bądĨ dryfową, • prĊdkoĞü termiczną.

PrĊdkoĞü kinetyczna jest związana z energią kinetyczną, uzyskaną przez

cząstecz-kĊ wskutek oddziaáywania pola elektrycznego w plazmie i z tzw. ruchem skierowa-nym bądĨ ruchem dryfowym cząsteczek, wynikającym z naáoĪenia siĊ oddziaáywania pól elektrycznego i magnetycznego. PrĊdkoĞü termiczna jest natomiast efektem od-dziaáywania energii termicznej, czyli obrazuje ruchliwoĞü cząsteczek pomiĊdzy kolej-nymi ich zderzeniami, wywoáaną temperaturą skáadników páynu plazmowego. PrĊd-koĞü termiczna dotyczy wiĊc zarówno cząsteczek zjonizowanych (elektronów i jonów), jak i cząsteczek obojĊtnych elektrycznie.

W dalszej czĊĞci pracy przez pojĊcie prĊdkoĞci bĊdzie siĊ rozumieü prĊdkoĞü termiczną, o ile nie bĊdzie zaznaczone, Īe w danym przypadku chodzi o prĊdkoĞü kinetyczną cząsteczki. Istnieje okreĞlony związek pomiĊdzy temperaturą T cząste-czek w plazmie a ich prĊdkoĞcią, wynikającą z przekazanej cząsteczkom energii termicznej [181, 182, 223, 273, 286]. Energia ta, dla prĊdkoĞci Ğredniej kwadrato-wej v wynikaj_k, ącej z rozkáadu Maxwella (prĊdkoĞü termiczna), moĪe byü wyraĪo-na wyraĪo-nastĊpującą zaleĪnoĞcią:

. 2 3 2 1_m 2 _kT k = v (2.1)

ZaleĪnoĞü (2.1) wiąĪe ze sobą okreĞlony statystycznie parametr mikroskopowy, czyli Ğrednią energiĊ kinetyczną cząsteczek, z parametrem makroskopowym, jakim jest temperatura páynu T. Wektor prĊdkoĞci v ma trzy skáadowe przestrzenne, np. w ukáadzie kartezjaĔskim są to: vx, vy, vz. Na kaĪdy z tych kierunków przypada jeden,

tzw. translacyjny stopieĔ swobody ruchu cząsteczki [181]. WyraĪenie (2.1) okreĞla energiĊ caáoĞciową dla wszystkich trzech translacyjnych stopni swobody, natomiast na kaĪdy z nich przypada trzecia czĊĞü caákowitej energii, czyli kT

2 1

. Przykáadowo dla kierunku wzdáuĪ osi x istnieje zaleĪnoĞü [181, 286]:

kT m 2 1 2 1 2 = x v (2.2)

i analogiczne zaleĪnoĞci moĪna zapisaü odpowiednio dla pozostaáych kierunków y, z ukáadu kartezjaĔskiego. Wynika stąd wyraĪenie

, 3 2 v m kT = (2.3)

które w hydrodynamicznej teorii páynów Maxwella–Boltzmanna nazywane jest

tem-peraturą zdefiniowaną kinetycznie. Przeksztaácając równanie (2.3), moĪna wyraziü

temperaturĊ cząsteczek w plazmie zarówno w K jak i w eV, przy czym . 11600 10 602 , 1 1eV = ⋅ −19J ⇔ K

Temperatura páynu plazmowego jest okreĞlana dla wszystkich jego trzech skáadni-ków: elektronów (kTe), jonów (kTi) i cząsteczek neutralnych (kTn).

ZaleĪnoĞci (2.1)–(2.3) są sáuszne dla gazu idealnego, przy zaáoĪeniu zderzeĔ dosko-nale sprĊĪystych, czyli takich, podczas których nie zachodzi zamiana energii kine-tycznej cząsteczek, uzyskanej wskutek dostarczonej im energii termicznej, na inne postacie energii. Przy takim zaáoĪeniu rozpatrywana tu prĊdkoĞü cząsteczek, czyli jak zaáoĪono wczeĞniej prĊdkoĞü termiczna, jest związana bezpoĞrednio z temperaturą gazu i np. dla elektronów wyraĪa siĊ zaleĪnoĞcią [2, 182, 183, 213, 223, 286]:

. ʌ 8 e e e m kT v = (2.4)

W elektrycznych aparatach áączeniowych, w zaleĪnoĞci od Ğrodowiska, w którym pali siĊ áuk elektryczny, wyróĪnia siĊ dwa jego zasadnicze rodzaje (rys. 2.1):

•áuk wysokociĞnieniowy, •áuk próĪniowy.

Pow ier zch ni a k a tody OdstĊp miĊdzyelektrodowy P o w ie rzc hn ia an od y

àuk wysokociĞn ieniowy àuk próĪniowy III IV ΔuKo l ΔuK ΔuA V I II uap uaw (dyfuzyjny)

Rys. 2.1. Szkic ilustrujący rozkáad napiĊcia w áuku wysokociĞnieniowym i próĪniowym; I – strefa katodowego áadunku przestrzennego, II – strefa plazmy katodowej, III – kolumna áuku,

IV – strefa plazmy przyanodowej, V – strefa áadunku przestrzennego przy anodzie, ΔuK,ΔuKol,ΔuA – spadki napiĊcia odpowiednio: przykatodowy, na kolumnie áuku, przyanodowy,

uap – caákowite napiĊcie áuku próĪniowego, uaw – caákowite napiĊcie áuku wysokiego ciĞnienia

Fig. 2.1. Sketch diagram illustrating comparison of voltage distribution along a high-pressure and a vacuum arc; I – space charge zone at the cathode, II – plasma zone at the cathode, III – arc column,

IV – plasma zone at the anode, V – space charge zone at the anode, ΔuK,ΔuKol,ΔuA – voltage drops:

cathodic, on the arc column, and anodic respectively, uap – the whole vacuum arc voltage,

uaw – the whole high – pressure arc voltage

W literaturze [182] moĪna siĊ ponadto spotkaü z pojĊciem tzw. áuku niskociĞnie-niowego, palącego siĊ w gazach o ciĞnieniu od ok. 10–2 Pa do ok. 1000 Pa. àuk ten nie jest jednak spotykany w áącznikach elektrycznych i dlatego nie bĊdzie tu dokáadnie omawiany.

2.2.

àuk wysokociĞnieniowy – informacje podstawowe

àuk wysokociĞnieniowy to wyáadowanie zachodzące w gazach o ciĞnieniu w za-kresie 104–108 Pa. W odniesieniu do áączników elektroenergetycznych chodzi tu przede wszystkim o áuk w powietrzu o ciĞnieniu atmosferycznym oraz w szeĞciofluor-ku siarki. Jedną z podstawowych cech takiego wyáadowania jest dominujący udziaá zjonizowanych cząsteczek gazu w ogólnej liczbie noĞników prądu. WáaĞciwoĞci fi-zyczne áuku wysokociĞnieniowego zostaáy przebadane i opisane juĪ w latach miĊdzy-wojennych. Pionierskimi pracami w tym zakresie byáy m.in. badania Saha [261], który sformuáowaá podstawowe równanie, opisujące stopieĔ jonizacji termicznej gazu

jako funkcjĊ jego temperatury, ciĞnienia i energii jonizacji cząsteczek. WĞród wielu prac z tamtego okresu dotyczących áuku elektrycznego na uwagĊ zasáugują prace Mayra [44, 136, 217, 218, 248] oraz prace Cassiego [44, 136, 248], którzy niezaleĪnie od siebie opracowali podstawy modeli áuku elektrycznego. Prace te umoĪliwiáy póĨniejszy peány opis zjawisk, zachodzących w áuku áączeniowym gaszonym w po-wietrzu i innych gazach.

PrzestrzeĔ wyáadowania áukowego dzieli siĊ na trzy zasadnicze strefy, zilustrowane na rys. 2.1:

• przykatodową (I + II), • przyanodową (IV + V), • kolumnĊ áukową (III).

Dodatkowo strefĊ przykatodową (rys. 2.1) moĪna podzieliü na przestrzeĔ áadunku dodatniego zgromadzonego w bezpoĞrednim sąsiedztwie katody, zwaną strefą przyka-todowegoáadunku przestrzennego (I, gruboĞü rzĊdu 10–7–10–6m) i strefĊ przejĞciową, zwaną teĪ strefą plazmy przykatodowej (II). Spadek napiĊcia wystĊpujący w caáej strefie przykatodowej, zwany przykatodowym spadkiem napiĊcia (ΔuK, rys. 2.1) jest w

przybliĪeniu równy potencjaáowi jonizacji materiaáu katody [136, 198, 215, 217, 218] i zawiera siĊ na ogóá w zakresie 5–14 V [136, 198, 215]. Analogicznie przy anodzie wyróĪnia siĊ warstwĊ ujemnego áadunku przestrzennego o gruboĞci rzĊdu 10–6–10–5 m, zwaną strefą przyanodowego áadunku przestrzennego (V) oraz strefĊ plazmy przyanodowej (IV). Spadek napiĊcia w caáej strefie przyanodowej nazywany jest przyanodowym spadkiem napiĊcia (ΔuA, rys. 2.1), który w áuku

wysokociĞnie-niowym ma wartoĞü w zakresie 2–6 V.

Przyelektrodowe spadki napiĊcia (ΔuK, ΔuA, rys. 2.1) cechują siĊ w przybliĪeniu

staáą wartoĞcią, zaleĪną od warunków Ğrodowiskowych i materiaáu elektrod. Przy tak maáych gruboĞciach tych warstw pole elektryczne w strefach przyelektrodowych osią-ga znaczne wartoĞci: 107–1010 V/m w strefie przykatodowej i 105–107 V/m w strefie przyanodowej. Sama kolumna áukowa (III, rys. 2.1) charakteryzuje siĊ znacznie niĪ-szym i w przybliĪeniu równomiernym gradientem pola elektrycznego, który jest funk-cją wartoĞci prądu áuku oraz intensywnoĞci cháodzenia kolumny áukowej. Dla nie-wielkich wartoĞci prądu, rzĊdu 10 A, przy áuku palącym siĊ swobodnie w powietrzu o ciĞnieniu atmosferycznym gradient ten wynosi ok. 2 × 103 V/m. Na ogóá jednak dla áuku áączeniowego powietrznego w aparatach elektrycznych przyjmuje siĊ wartoĞü gradientu napiĊcia ok. 5 × 103 V/m, a dla áuku intensywnie cháodzonego wartoĞü ta moĪe dochodziü do 20 × 103V/m [136, 198, 215]. Caákowity spadek napiĊcia w áuku wysokociĞnieniowym (uaw, rys. 2.1) jest równy sumie przyelektrodowych spadków

napiĊcia (ΔuK,ΔuA) i spadku napiĊcia na kolumnie áukowej (ΔuKol), który jest funkcją

dáugoĞci áuku. WáaĞciwoĞci áuku wysokociĞnieniowego zaleĪą wiĊc istotnie od jego dáugoĞci. W przypadku áuku krótkiego dominującym skáadnikiem napiĊcia są przy-elektrodowe spadki napiĊcia, w przypadku natomiast áuku dáugiego zasadniczym skáadnikiem jest spadek napiĊcia na kolumnie áukowej.

2.3.

àuk elektryczny w próĪni

2.3.1. Informacje wstĊpne.

Zasadnicze róĪnice miĊdzy áukiem próĪniowym i wysokociĞnieniowym

Przez pojĊcie próĪni rozumie siĊ Ğrodowisko rozrzedzonego powietrza, charakteryzowane zarówno wartoĞcią ciĞnienia, jak i relacją miĊdzy drogą swo-bodną cząsteczek a wymiarami rozpatrywanego ukáadu. W odniesieniu do áączni-ków próĪniowych, gdzie przeciĊtne, charakterystyczne wymiary komór gaszenio-wych zawierają siĊ w zakresie 0,05–0,3 m, są to ciĞnienia rzĊdu 10–2–10–5 Pa. Przy takich parametrach sáuszne jest zaáoĪenie, Īe droga swobodna cząsteczki znacznie przekracza wymiary komory próĪniowej, w której zachodzi wyáado-wanie.

NoĞnikami prądu w próĪni są elektrony i dodatnie jony metalu pochodzące z par metalu, których Ĩródáem są miejsca emisji na powierzchni katody, zwane plamkami

katodowymi.àuk próĪniowy jest wiĊc wyáadowaniem zachodzącym w parach meta-lu. W odróĪnieniu od áuku wysokociĞnieniowego, pomijalny jest udziaá

zjonizowa-nych cząsteczek gazu, które mogą tu wystĊpowaü jedynie w szczątkowych ilo-Ğciach. Ruch noĞników prądu w plazmie áuku próĪniowego z jedną bądĨ z niewielką liczbą (kilku) plamek katodowych moĪna uznaü za bezzderzeniowy w spotykanych w praktyce ukáadach stykowych aparatów elektrycznych. W tych warunkach anoda stanowi pasywny kolektor dla zdąĪających w jej stronĊ elektronów i jonów. TĊ po-staü áuku nazywa siĊ áukiem próĪniowym dyfuzyjnym. W áuku dyfuzyjnym gáówna czĊĞü spadku napiĊcia wystĊpuje w rejonie plamek katodowych (rys. 2.1), gdzie zachodzą zasadnicze procesy energetyczne. W strefie przykatodowej obserwowany jest ponadto charakterystyczny podskok potencjaáu dodatniego (rys. 2.1) [50, 209], którego przyczyną jest wedáug autorów pracy [50] to, Īe elektrony opuszczają strefĊ przykatodową znacznie szybciej niĪ ciĊĪkie jony, tworząc przestrzeĔ „niedoboru” elektronów, czyli nadmiar áadunku dodatniego. Jedynie jony o znacznych energiach kinetycznych są w stanie przebyü tĊ warstwĊ. W dalszej czĊĞci przestrzeni miĊdzy-stykowej, wskutek niemal caákowitego braku zderzeĔ, nie ma strat energii, a tym samym obserwuje siĊ maáy spadek napiĊcia. Docierające do anody jony dodatnie niemal zupeánie neutralizują warstwĊ ujemnego, przyanodowego áadunku prze-strzennego, wskutek czego przyanodowy spadek napiĊcia ma nieznaczną wartoĞü w porównaniu ze spadkiem przy katodzie. Zasadniczym skáadnikiem spadku napiĊ-cia w dyfuzyjnym áuku próĪniowym (uap, rys. 2.1) jest wiĊc przykatodowy spadek

napiĊcia. W odróĪnieniu od áuku wysokociĞnieniowego, zwiĊkszanie dáugoĞci dyfu-zyjnego áuku próĪniowego w nieznacznym stopniu moĪe wpáynąü na jego spadek napiĊcia.

I_RMS= 150 A I_RMS= 1 kA I_RMS= 5 kA U 80 60 40 20 0 –20 0 [V] 2 4 6 8 10 t [ms] 12

Rys. 2.2. Przykáadowe, zestawione na jednym oscylogramie, przebiegi napiĊü áuku próĪniowego ua

podczas wyáączania póáfali prądu o trzech róĪnych wartoĞciach skutecznych IRMS

(komora wyáącznika Ğredniego napiĊcia o stykach spiralnych, materiaá Cu/Cr)

Fig. 2.2. Example of three different vacuum arc voltage flows ua, plotted on the same oscillogram,

during switching-off of current half-waves, with respectively different IRMS values

(medium voltage vacuum chamber with spiral Cu/Cr contacts)

Wzrost prądu áuku próĪniowego do znacznych wartoĞci powoduje wzrost koncen-tracji áadunków i czĊstoĞci ich zderzeĔ w kolumnie áukowej, a tym samym wzrost spadku napiĊcia na niej, wskutek czego áuk zaczyna w pewnym stopniu nabieraü cech áuku wysokociĞnieniowego. Jony, tracąc wskutek zderzeĔ znaczną czĊĞü swej począt-kowej energii kinetycznej, są áatwiej wyhamowywane przez skierowane przeciwnie do ich ruchu pole elektryczne pomiĊdzy anodą i katodą i nie docierają juĪ tak licznie do anody jak w áuku dyfuzyjnym. Docierające do anody elektrony tworzą warstwĊ ujem-nego áadunku przestrzennego. Pojawia siĊ przyanodowy spadek napiĊcia oraz wzrasta energia dostarczana do anody. Ponadto wskutek duĪej wartoĞci prądu áuku i wzajemnego oddziaáywania siá elektrodynamicznych pomiĊdzy noĞnikami prą-du, poruszającymi siĊ w tym samym kierunku, nastĊpuje „Ğciąganie” siĊ i charaktery-styczne „przewĊĪenie” kolumny áukowej, co dodatkowo sprzyja nagrzewaniu powierzchni anody. W wyniku tych zjawisk anoda traci cechy „kolektora” áadunków emitowanych z katody, lecz przejmuje rolĊ elektrody aktywnej, stając siĊ równieĪ Ĩródáem par metalu, emitowanych z plamki anodowej. TĊ formĊ áuku nazywa siĊ

jedno-znaczny okreĞliü graniczną wartoĞü prądu pomiĊdzy dyfuzyjną a przewĊĪoną formą wyáadowania áukowego w próĪni, gdyĪ zaleĪy to od wielu czynników, w tym takĪe od odlegáoĞci miĊdzystykowej oraz od konstrukcji ukáadu stykowego i materiaáu styków. Ogólnie za granicĊ tĊ przyjmuje siĊ wartoĞci prądu z przedziaáu od ok. 2 kA do ok. 10 kA [112, 198, 216, 264, 303]. NapiĊcie áuku przewĊĪonego jest znacznie wyĪsze od napiĊcia w áuku dyfuzyjnym, wskutek pojawienia siĊ przyanodowego spadku napiĊcia i spadku napiĊcia na kolumnie áukowej. Charakterystyczną cechą áuku przewĊĪonego są równieĪ znacznie wyĪsze oscylacje napiĊcia niĪ w áuku dyfu-zyjnym. Wymienione cechy widoczne są na przykáadowych oscylogramach przebiegów napiĊcia áuku dla póáfali prądu o róĪnych amplitudach, zestawionych na rysunku 2.2. WyraĨnie wyĪsze wartoĞci napiĊcia przy póáfali o wartoĞci skutecznej 5 kA wskazują na pojawienie siĊ przewĊĪonej formy wyáadowania. Przy niĪszych wartoĞciach prądu (1 kA i 150 A) przebiegi napiĊcia wskazują na dyfuzyjną formĊ áuku, o czym Ğwiadczy charakterystyczny, niemal ustalony poziom napiĊcia áuku w funkcji czasu.

W podsumowaniu naleĪy podkreĞliü, Īe cechą charakterystyczną áuku próĪniowe-go jest zaleĪnoĞü zjawisk przyelektrodowych i zjawisk w kolumnie áukowej od warto-Ğci prądu áuku. W bardzo ogólnej klasyfikacji wyróĪnia siĊ tu dwie, omówione wyĪej, postacieáuku próĪniowego:

•áuk próĪniowy dyfuzyjny,

•áuk próĪniowy przewĊĪony (skoncentrowany).

Niektórzy autorzy wymieniają ponadto poĞrednią formĊ áuku miĊdzy dyfuzyjnym i przewĊĪonym: áuk intensywny [198, 259].

W Ğwietle przedstawionych informacji zasadnicze róĪnice miĊdzy áukiem wy- sokociĞnieniowym i áukiem próĪniowym sprowadzają siĊ do nastĊpujących cech.

ħródáo i rodzaj noĞników prądu. NoĞnikami prądu w áuku próĪniowym są zjoni-zowane pary metalu emitowane z katody bądĨ, w przypadku przewĊĪonej formy wy-áadowania, równieĪ z anody. Rozrzedzenie cząsteczek powietrza w próĪni jest na tyle duĪe, Īe wskutek znikomego prawdopodobieĔstwa ich zderzeĔ zakáada siĊ brak joni-zacji objĊtoĞciowej gazu. W áuku wysokociĞnieniowym zjonizowane cząsteczki gazu stanowią wiĊkszoĞü noĞników prądu.

Koncentracja i droga swobodna cząsteczek. Koncentracja cząsteczek w áuku

wyso-kociĞnieniowym jest znacznie wiĊksza niĪ w áuku próĪniowym, wskutek czego róĪnica w dáugoĞci drogi swobodnej cząsteczek w obydwu rodzajach wyáadowaĔ jest znaczna.

NapiĊcie áuku. Zasadniczym skáadnikiem spadku napiĊcia w áuku próĪniowym

dyfu-zyjnym jest przykatodowy spadek napiĊcia. NapiĊcie áuku próĪniowego w tych warun-kach, w odróĪnieniu od áuku wysokociĞnieniowego, w nieznacznym stopniu zaleĪy od dáugoĞci áuku i cechuje siĊ w przybliĪeniu staáą wartoĞcią, ok. 20–25 V. Relacje te ulega-ją pewnym zmianom przy wiĊkszych wartoĞciach prądu áuku próĪniowego. W áuku wy-sokociĞnieniowym zarówno przyelektrodowe spadki napiĊcia, jak i spadek napiĊcia na kolumnie áukowej odgrywają istotna rolĊ, w róĪnym stopniu, zaleĪnie od dáugoĞci áuku.

ZaleĪnoĞü postaci wyáadowania od wartoĞci prądu áuku. W áuku próĪniowym

zjawi-ska zachodzące na elektrodach i samo wyáadowanie mogą przybieraü róĪne formy (áuk dyfuzyjny, przewĊĪony) w zaleĪnoĞci od wartoĞci prądu áuku. Takiej prawidáowoĞci nie obserwuje siĊ w áuku wysokociĞnieniowym.

10–5 ₁₀–3 ₁₀–1 _{1 10}1 ₁₀3 ₁₀5 ₁₀7 p [Pa] T kT 10 102 103 104 105 8 4 2 1 6 0,8 0,4 0,2 0,1 0,08 0,04 0,02 0,01 [eV] [K] 0,008 0,004 0,002 0,001

áuk w próĪni áuk niskociĞnieniowy áuk wysokociĞnieniowy

kTe

kTi

kTn

kTe = kTi = kTn

Rys. 2.3. Temperatura skáadników plazmy dla róĪnych ciĞnieĔ gazu, w którym pali siĊ áuk [182] Fig. 2.3. Temperature of different plasma components for various gas pressures, in which the arc burns [182]

Równowaga termodynamiczna. Konsekwencją niewielkiej koncentracji cząsteczek

i duĪych wartoĞci drogi swobodnej w áuku próĪniowym, a co za tym idzie znacznie mniejszej czĊstoĞci zderzeĔ niĪ w áuku wysokociĞnieniowym, są róĪnice wynikające z zaleĪnoĞci (2.1)–(2.4) dla poszczególnych skáadników plazmy (rys. 2.3). Ze wzglĊdu na znaczną róĪnicĊ miĊdzy masami elektronów i jonów, prĊdkoĞci termiczne elektro-nów przy dostatecznie duĪej drodze swobodnej osiągają znacznie wiĊksze wartoĞci niĪ prĊdkoĞci termiczne jonów. PrĊdkoĞü termiczna elektronów (rząd 106 m/s) jest w próĪni znacznie wiĊksza niĪ ich prĊdkoĞü dryfowa (rząd 103 m/s) i w caákowitym bilansie energetycznym gáównym skáadnikiem energii elektronów jest energia związa-na z ich temperaturą (2.3). Odwrotnie jest w przypadku jonów, dla których energia kinetyczna związana z prĊdkoĞcią dryfową przekracza energiĊ termiczną (2.3). Dlate-go temperatura (2.3) jonów jest w próĪni niĪsza od temperatury elektronów (rys. 2.3). NajniĪsza jest natomiast temperatura cząsteczek neutralnych. Ze wzglĊdu na róĪnicĊ temperatur tych trzech skáadników mówi siĊ o braku równowagi termodynamicznej w plazmie áuku próĪniowego [181, 182, 223, 273, 286], a pojĊcie temperatury caáko-witej plazmy jest w tym przypadku pozbawione sensu fizycznego. Istnieje natomiast tzw. czĊĞciowa równowaga termodynamiczna, czyli równowaga termodynamiczna dla

poszczególnych skáadników plazmy, tj. gazu elektronowego, jonowego i cząsteczek neutralnych (rys. 2.3). W przeciwieĔstwie do tego plazma áuku wysokociĞnieniowego jest zrównowaĪona termicznie, poniewaĪ, ze wzglĊdu na znacznie krótszą drogĊ swo-bodną cząsteczek, temperatury wszystkich trzech skáadników plazmy są do siebie zbliĪone (rys. 2.3).

2.3.2. Powstanie wyáadowania áukowego w próĪni

Wyáadowanie áukowe w próĪni moĪe byü zainicjowane jednym z trzech zjawisk: • przebiciem przerwy miĊdzystykowej,

• rozdzieleniem siĊ styków przewodzących prąd,

• przepaleniem siĊ celowo rozpiĊtego pomiĊdzy elektrodami elementu topikowego wskutek przewodzenia znacznej wartoĞci prądu.

Przebicie przerwy miĊdzystykowej w próĪni nastĊpuje wskutek wystąpienia

jedne-go z trzech mechanizmów prowadzących do jejedne-go zainicjowania: • mechanizmu emisji elektronowej,

• mechanizmu bryákowego (Cranberga),

• mechanizmu zderzeĔ cząsteczek naáadowanych z elektrodami.

Mechanizmy te opisano m.in. w pracach [120, 194, 221, 264]. W ostatnich latach niektórzy autorzy, np. Mesyats [219, 220, 221], Schwirzke [263], sugerują ponadto istnienie eksplozyjnego mechanizmu przebicia przerwy izolacyjnej, w wyniku którego nastĊpuje punktowa, eksplozyjna emisja wiązek elektronów, powodująca miejscową jonizacjĊ par metalu i uformowanie siĊ w tym miejscu plamki katodowej.

Rozdzielanie siĊ styków (elektrod) podczas przepáywu przez nie prądu inicjuje tzw.

áuk áączeniowy [136, 198, 215]. W początkowej fazie rozchodzenia siĊ styków nastĊ-puje gwaátowne zmniejszanie siĊ rzeczywistej powierzchni ich stycznoĞci wskutek zmniejszania siĊ siáy docisku. Prowadzi to do wzrostu gĊstoĞci prądu w punktach rze-czywistej stycznoĞci, ich przegrzania siĊ, a nastĊpnie stopienia i odparowania materiaáu stykowego. Powstaáe w ten sposób lokalne skupiska par metalu ulegają joni-zacji i wraz z emitowanymi z katody elektronami stanowią noĞniki prądu w przestrzeni miĊdzystykowej. W miejscach stopienia materiaáu katody powstają plamki katodowe.

Przepalenie siĊ elementu topikowego wskutek przewodzenia znacznej wartoĞci prądu jest w próĪni Ĩródáem par metalu niezbĊdnych do zainicjowania, a nastĊpnie

podtrzymania wyáadowania miĊdzy elektrodami, pomiĊdzy którymi rozpiĊty byá ele-ment topikowy. Ten rodzaj zapoczątkowania wyáadowania jest nazywany w literaturze [182] wyáadowaniem eksplozyjnym.

Wymienione trzy sposoby inicjowania áuku prowadzą do powstania na po-wierzchni katody miejsc parujących i emitujących elektrony, czyli plamek katodo-wych, które są niezbĊdne do zaistnienia wyáadowania áukowego.

2.3.3. Charakterystyka plamki katodowej i zjawisk przykatodowych

Jedną z bardziej syntetycznych definicji plamki katodowej podaá Jüttner [119], okreĞlając ją jako zespolenie rozgrzanej strefy na powierzchni katody wraz z gĊstym obáokiem plazmy, emitowanym z tej strefy. W áuku próĪniowym dyfuzyjnym plamki katodowe stanowią jedyne Ĩródáo zjonizowanych par metalu, a ich istnienie stanowi podstawowy warunek podtrzymania wyáadowania. W zaleĪnoĞci od wartoĞci prądu áuku moĪna wyróĪniü wyáadowanie jednoplamkowe i wieloplamkowe, tj. takie, w którym na katodzie równoczeĞnie istnieje wiĊksza liczba plamek katodowych. Licz-ba tych plamek zaleĪy zasadniczo od dwóch parametrów: wartoĞci prądu i materiaáu katody. Harris podaje [194] zestawienie wartoĞci Ğrednich prądów, przypadających na pojedynczą plamkĊ katodową, uzyskanych na drodze eksperymentalnej przez róĪnych autorów. WartoĞci te wahają siĊ od 0,4–2 A dla rtĊci do 250–300 A dla wolframu. Dla elektrod miedzianych Ğredni prąd przypadający na jedną plamkĊ kato-dową wynosi od 75 do 100 A [194], choü w niektórych pracach [269] uzyskano doĞü zaskakujące wyniki, ok. 20 A na plamkĊ. Mimo Īe plamka katodowa w áuku próĪnio-wym stanowi przedmiot badaĔ wielu oĞrodków od przeszáo 50 lat [4, 51, 119, 124–126, 129, 136, 139, 140, 194, 219, 232, 249–251, 255, 268, 269, 282], to jednak do chwili obecnej brak jest w zasadzie peánego i jednoznacznego opisu zachodzących w niej zjawisk [125]. Do podstawowych z nich, do dziĞ trudnych do wyjaĞnienia, naleĪą [103, 119, 194, 250, 251, 255]:

• mechanizm powstania gĊstego strumienia obojĊtnych atomów metalu i ich szyb-ka jonizacja w strefie plamki szyb-katodowej; trudna do wyjaĞnienia jest zwáaszcza równo-czesna emisja elektronów, jonów dodatnich i obojĊtnych atomów metalu z pozornie tych samych punktów roztopionego materiaáu elektrody; Hayess, Jüttner i in. [107] wyróĪniają trzy róĪne Ĩródáa neutralnych par metalu podawane w literaturze: odpa-rowanie w bezpoĞrednim sąsiedztwie aktywnego krateru katody [52], odparowanie z gorącego krateru bezpoĞrednio po zgaĞniĊciu plamki [69] oraz parowanie wyrzuco-nych mikroskopijnej wielkoĞci kropli metalu [118],

• mechanizm uzyskiwania przez jony niezwykle duĪej energii kinetycznej w nie-wielkiej przestrzeni plamki katodowej [119, 194],

• duĪe gĊstoĞci prądu w plamce katodowej, trudne do precyzyjnego okreĞlenia, a szacowane w literaturze na 109–1012 A/m2 [51, 119, 124, 125, 194, 249–251, 269].

Powszechnie przyjĊtą teorią wyjaĞniającą zjawisko powstania i istnienia plamki jest teoria mechanizmu emisji termiczno-polowej (thermal-field emission) [22, 119, 194]. Zakáada siĊ w niej istnienie bardzo silnego pola elektrycznego w bezpoĞrednim sąsiedztwie katody, obniĪającego wydatnie barierĊ potencjaáu dla emitowanych elek-tronów. Ponadto, wskutek wysokiej temperatury istniejącej w miejscu emisji, wysoko-energetyczne elektrony pokonują barierĊ potencjaáu dziĊki uzyskanej energii

termicz-nej (emisja termiczna). Elektrony o niskich energiach pokonują barierĊ potencjaáu w wyniku oddziaáywania silnego pola elektrycznego (emisja polowa). Efektem istnienia tych dwóch mechanizmów jest intensywny strumieĔ elektronów, emitowanych z plamki katodowej. Energia elektronów opuszczających plamkĊ katodową jest szaco-wana na ok. 1–4 eV [104, 194, 212, 221, 230, 307] i jest to zasadniczo energia zwi ą-zana z ich prĊdkoĞcią termiczną (punkt 2.1), [3, 181, 247, 286]. Wysoka temperatura w plamce katodowej powoduje intensywne parowanie materiaáu katody, przy czym atomy te są jonizowane wskutek zderzeĔ ze strumieniami emitowanych elektronów. W ten sposób powstają strumienie jonów – drugi waĪny skáadnik plazmy, emitowanej z plamki katodowej. Jonizowana jest przy tym zdecydowana wiĊkszoĞü neutralnych cząsteczek metalu, którą Harris [194] oszacowaá dla róĪnych materia- áów od 70% do niemal 100%. Podobne rezultaty uzyskano równieĪ w innych pracach [50, 210, 211, 239, 282]. Prąd jonowy opuszczający strefĊ katodową stanowi jedynie ok. 8–12% [102, 139, 188, 194, 221] caákowitego prądu plamki i rozáo-Īony jest w przybliĪeniu zgodnie z funkcją cosinus kąta pomiĊdzy póáprostą o wierzchoáku w plamce i prostopadáą do powierzchni katody, a obranym kierunkiem [1, 37, 38, 51, 99, 139, 140, 182, 184, 188, 190, 197, 256, 282]. Zasadnicza czĊĞü jonów podąĪa wiĊc wraz z elektronami w kierunku anody. Ruch jonów odbywa siĊ przy tym przeciwnie do pola elektrycznego, wytworzonego pomiĊdzy anodą i katodą. Pokonanie tego pola jest moĪliwe dziĊki duĪej energii kinetycznej jonów opuszczają-cych plamkĊ. Pionierskie, a zarazem przeáomowe badania, poĞwiĊcone analizie para-metrów jonów emitowanych z plamki katodowej, przeprowadzili Davis i Miller [50], którzy okreĞlili rozkáady energii jonów dla okoáo dziesiĊciu róĪnych metali oraz wĊ-gla, dla plazmy w áuku prądu staáego w zakresie od ok. 20 A do ok. 200 A. W przy-padku miedzi energie te zawierają siĊ w przedziale 40–50 eV w zaleĪnoĞci od stopnia zjonizowania atomów (od jedno do czterokrotnego) i mają tendencjĊ malejącą wraz ze wzrostem wartoĞci prądu áuku. Wynikaá stąd wniosek [50, 194, 221], Īe energia jonów uzyskiwana w strefie katodowej to przede wszystkim energia kinetyczna, związana z ich prĊdkoĞcią skierowaną (dryfową) (punkt 2.1) i Īe energia ta nie odpowiada tempe-raturze jonów. Davis i Miller stwierdzili równieĪ, Īe energia termiczna atomów obo-jĊtnych, emitowanych z plamki katodowej jest zbliĪona do zera. RóĪnica miĊdzy energią jonów i obojĊtnych par metalu Ğwiadczy wedáug Eckhard [69] o tym, Īe obydwa te rodzaje cząsteczek nie są emitowane z tych samych miejsc w tym samym czasie. Wedáug [69] jony są emitowane z aktywnych plamek katodowych, natomiast Ĩródáem neutralnych par są rozgrzane miejsca po plamkach katodowych, bezpoĞrednio po przemieszczeniu siĊ ich w inne miejsce bądĨ po ich zgaszeniu. Zagadnienie to stanowi aktualny problem badawczy wielu autorów.

NiezaleĪnie od teorii mechanizmu emisji termiczno-polowej istnieje w literaturze model tzw. generacji eksplozyjnej (explosive generation), opisujący zjawiska zacho-dzące w plamce katodowej [22]. Idea tego modelu wynika z istnienia intensywnych, lokalnych miejsc nagrzewania na katodzie w bardzo krótkich odcinkach czasu, co

prowadzi do lokalnych, mikroskopijnej wielkoĞci eksplozji na powierzchni katody. Model ten zostaá nastĊpnie rozbudowany i dostosowany do warunków wyáadowania áukowego w próĪni przez Beilisa, Lyubimova i Rakhovsky’ego [22, 106, 107] oraz przez Mesyatsa i Proskurovsky’ego [219–221].

Mimo wielu prac poĞwiĊconych zjawiskom zachodzącym w plamce katodowej wydaje siĊ, Īe jednoznaczny opis tych zjawisk stanowi wciąĪ otwarty problem badaw-czy [6, 51, 119, 124, 125, 136, 139, 140, 194, 269, 282]. Do opisu wáaĞciwoĞci plamki katodowej i strefy przykatodowej potrzebne jest okreĞlenie:

• przestrzennego i czasowego przebiegu zjawisk, zachodzących w plamce katodowej, • parametrów plazmy emitowanej z plamki katodowej,

• parametrów zewnĊtrznych warstwy przykatodowej, gáównie napiĊcia w tej war-stwie.

Przestrzenny i czasowy obraz struktury plamki katodowej zostaá w ostatnich latach

w znacznej mierze poszerzony gáównie w pracach Jüttnera [6, 119, 124, 125, 127, 130, 131] S. Anders i A. Andersa [4, 6], Rakhovsky’ego [249, 250, 251] oraz innych autorów [269, 270]. Badania te, wykorzystujące gáównie ultraszybką fotografiĊ o czasach ekspozycji rzĊdu ns oraz szybkie pomiary mikroskopowe i spektroskopowe, potwierdziáy duĪą ruchliwoĞü plamki i jej zmiennoĞü w czasie oraz ukazaáy jej bar-dziej záoĪoną strukturĊ wewnĊtrzną w stosunku do ustaleĔ, wynikających z wczeĞniej-szych prac. Z badaĔ Jüttnera [6, 119, 124, 125, 127, 131] wynika, Īe plamka katodowa nie stanowi jednolitej caáoĞci, lecz skáada siĊ z wielu mniejszych plamek (subspots) o Ğrednicach od ok. 3 μm do 20–30 μm lub nawet mniejszych, odlegáych od siebie o 10– 50μm, poruszających siĊ w sposób chaotyczny z prĊdkoĞciami w zakresie od ok. 100 do ponad 1000 m/s. Prąd przenoszony przez kaĪdy z takich fragmentów przykáadowo dla elektrod miedzianych jest rzĊdu 10 A. Centrum plamki porusza siĊ równieĪ w sposób chaotyczny ze Ğrednią prĊdkoĞcią ok. 300 m/s. Chaotyczne poruszanie siĊ plamki odbywa siĊ jedynie w przypadku braku oddziaáywania pola magnetycznego na plazmĊ áuku. PrĊdkoĞü przemieszczania siĊ plamki zaleĪy w znacznej mierze od czy-stoĞci powierzchni katody oraz od iloĞci gazów resztkowych zarówno w materiale katody, jak i adsorbowanych na jej powierzchni [4, 72]. PrĊdkoĞü ruchu plamki katodowej nie obrazuje jednak jej przemieszczania siĊ w sposób najbardziej wáaĞciwy. Znacznie lepiej przemieszczanie to okreĞlone jest za pomocą wprowadzo-nego przez Jüttnera [119, 124, 125, 127] parametru Ğredniej kwadratowej drogi 〈R2〉, którą plamka przebywa, odniesionej do czasu jej obserwacji t. Przykáadowo 〈R2〉/t dla elektrod miedzianych [125] wynosi (2,3±0,6) 10–3 m2/s. OkreĞlony przez Jüttnera [119, 124, 132] Ğredni czas Īycia plamki katodowej w zakresie 1–10 μs jest zgodny z pracami Rakhovsky’ego [232, 251] oraz innych autorów [269]. Czas Īycia plamki wiąĪe siĊ z procesem jej gaĞniĊcia i ponownego zapáonu w nowym miejscu, leĪą-cym najczĊĞciej w bezpoĞrednim sąsiedztwie wczeĞniejszej lokalizacji plamki. W ten sposób plamka niejako przemieszcza siĊ. Siemroth i in. [269, 270] okreĞlili zasadniczo czas Īycia plamek skáadowych (subspots) caáej plamki (macrospot), którego Ğrednia