ления и длительности импульса. Особенно заметно увеличение электрической прочности при непрерывном пробое, однако оно меньше, чем предсказанное результатами [70J. Это обстоятельство можно объяснить таким образом. Увеличение электрической прочности антенны за счет увеличения скорости встречного потока газа начинает проявляться в том случае, если величина VI2D ста-

Р р,кВт 4

oj п,г D/t п,б 1 г h Б pjop

Рис. 5.6. Зависимость пробивной мощности от давления для щели с раз-мерам1и aX6=2,i54x6,l ом а частоте 2,46 ГГц

4 eewpjap

Рис. 5.7. Зависимость пробивной мощности от давления для щели с размерами flX6=5,08X12,7 см на частоте 1,1 ГГц:

/ - расчет [69]: 2 - расчет; -О- - экспе. римент

новится соизмеримой или больше величины, обратной диффузионной длине Ле, т. е. V=2DIAe. Вычисленные в [70] значения диффузионной длины оказались больше ширины щели, так как распределение поля в ближней зоне антенны предполагалось однородным. Учет неоднородности распределения электрического

рг,Твр-с

Рис. 5.8. Увеличение электрической прочности щели при од-ноимпульсном пробое под действием встречного потока газа

поля приводит к меньшим значениям Ае, чем по данным [70]. Уменьшение Ае эквивалентно увеличению скорости V, при которой поток газа оказывает влияние на напряженность поля пробоя. Следовательно, для заданного значения V пробивные поля, вычисленные по результатам [70], оказываются выше, чем рассчитанные по соотношению (5.25), что делает результаты этой работы непригодными для практических расчетов.

Результаты, полученные выше, показывают, что встречный поток газа может увеличить электрическую прочность щелевой антенны. Это явление обусловлено удалением из области пробоя образовавшихся за счет ионизации электронов потоком газа. Одним из методов увеличения скорости устранения элект-

рического поля, которое увеличивает дрейф электронов из разрядной области. Таким способом удается увеличить пробивную мощность шлейфовых антенн [71].

Оценим увеличение электропрсчностн щели таким методом. Для расчета электрической прочности щели при наложении постоянного электрического поля в уравнение непрерывности для плотности свободных электронов (5.20) необходимо ввести член, учитывающий дрейф электронов в этом поле [71]. Видоизмененное уравнение непрерывности запишется следующим образом:

pDl p pr По

где He - подвижность электронов; Ее - напряженность постоянного электрического поля.

Если электрическое поле направлено вдоль оси х, то

-Lin -

рт По

pD дх

Полученное уравнение заменой V-iieEc приводится к (5.20). Это значит, что действие наложенного постоянного поля напряженностью Ее аналогично действию встречного потока газа со скоростью У=ЦеЕс. Необходимо только знать Ькорость дрейфа электронов в постоянном поле напряженностью Ее, равную V f = [ieEc, или, что то же самое, подвижность электронов Це. В этом случае можно воспользоваться [72], в которой приведены обширные экспериментальные данные по измерению Удр, для различных газов или выражением из [73] для воздуха:

Кдр = 7.10Ч-2.10 £с/Р. Cm-c-i.

Согласно сказанному ранее, основным при расчете многоимпульсиого пробоя является нахождение функции распределения электронов в паузе между импульсами, которая определяется из заданных начальных и граничных условий методом, описанным в § 5.2.

Будем считать, что при многоимпульсном пробое на поверхности диэлектрика и=0, что вполне приемлемо для вычисления критической напряженности воля в первом приближении.

Предположим также, что распределение плотности электронов вдоль оси х не меняется в течение паузы, так как размеры разрядной области в этом направлении гораздо больше, чем по нормали к апертуре, и диффузионный поток поперек апертуры гораздо меньше потока, перпендикулярного апертуре. Это позволяет представить функцию n{r,t) в виде n{r,t)=X{x)N(z,t), подставив которую в (5.14), получим

Заменой v{z,t)=N{z,t)exp{vnt) уравнение (5.Й8) приводится к (5.15). решение которого приведено в § 5.2. Воспользовавшись (5.16), получим

4* 99

-ехр

ехр i-vnO

Jn(e.T) о

} dz,

(6.29)

где n{z,x)-распределение плотности свободных электронов, установившееся к концу импульса длительностью т. Согласно [66], и(г, т) хорошо аппроксн-ыируется функцией

и (в, т) = V2 а По 2 ехр (-а2 г2 + Cj т + 0,5), (5.30)

которая является начальным условием для (5.28). Здесь е1=т-Мп(ит/по); а= =2v<mP/3nDa. Подставляя (5.30) в (5.29) и затем интегрируя, получим

(f, /) = (£, т. О 2 ехр [-(а г)]. (,5.31)

УгапрехрГ -уп(<-т) + в1Т] [1+4С(<-т) а2]3/2

где F(E, т, О =

в = a/Vl + 4 D (<-т) а2.

Отметим, что время =0 соответствует началу импульса, следовательно, началу паузы соответствует момент времени /=т. Если длительность периода равна Уп, то функция N{z, Гц) описывает распределение в конце паузы между импульсами.

Определив из (5.31) координаты точки Zm, вблизи которой плотность электронов максимальна, и подставив полученное значение в (5.13), получим уравнение, описывающее критерий многоимпульсного пробоя:

eiT-у (Гп-т)= 1п[1 + len-s!/) mrnlaD)l\Tn-x)\. ,(5.32)

Исходными данными для решения (5.32) относительно Гц являются размер антенны а, длительность модулирующего импульса т, а также напряжен-рость электрического поля в центре щели Вт и давление окружающей среды.

Рис. 5.9. Зависимость электрической прочности прямоугольной щели от окваж-иости при многоимпульсном дробое для (различных значений ра