Потери в газах от ударной ионизации

У-416 (эмаль) 262, 264 Увлажнение изоляции 18, 20 Углеводород 158 Углекислый газ 65, 67 Угол диэлектрических потерь 39 Ударная ионизация 49 Ударопрочный полистирол 187, 188 Удельная активная проводимость 40 [c.576]

Диэлектрические потери в газах при напряженностях поля, ниже тех, которые необходимы для развития ударной ионизации молекул газа, очень малы. В этом случае газ можно практически рассматривать как идеальный диэлектрик. [c.50]

Потери энергии в газе, если нет ударной ионизации, весьма малы и tg6 меньше 10- [c.333]

Характерными свойствами газов являются малое значение диэлектрической проницаемости, высокое значение удельного сопротивления и очень малое значение угла диэлектрических потерь — при нормальных давлении и температуре, при отсутствии внешних интенсивных агентов ионизации и при небольших напряженностях, исключающих заметную ударную ионизацию невысокое (по сравнению с жидкими и твердыми диэлектриками) значение электрической прочности. [c.64]

Диэлектрические потери в воздухе и других газах (включая полярные) до наступления ударной ионизации определяются их электропроводностью, так как ориентация дипольных молекул вследствие малой вязкости газов не сопровождается потерями. Для частоты 50 Гц, принимая удельное сопротивление равным 101 Ом-м и е = 1, получаем б 4-10" . Потери в газах, вызванные электропроводностью, возрастают с повышением температуры по экспоненциальному закону [c.68]

Появление ударной ионизации в газах сопровождается резким возрастанием электрической проводимости и потерь. С повышением давления газа возрастает напряжение начала ионизации, а следовательно, и рабочее напряжение электроустановок с газовой изоляцией. [c.68]

При большой напряженности электрического поля (для воздуха при напряженности выше 1,5 -10 в см) ток утечки выходит из состояния насыщения и начинает расти быстрей, чем растет напряжение, быстрей, чем по закону Ома. Это возможно только при условии, что с ростом напряженности будет увеличиваться количество свободных зарядов в пространстве между электродами. При достаточно большой напряженности свободные заряды перемещаются с такой большой скоростью, что приобретают живую силу, достаточную для выбивания электрона из молекулы при столкновении с нею. Вновь отщепившийся электрон быстро разгоняется электрическим полем и при столкновении с молекулой в свою очередь может ее ионизировать — выбить из нее электрон. Благодаря такой ударной ионизации количество свободных зарядов возрастает в геометрической прогрессии, что и приводит к резкому увеличению тока утечки в газе. При этом токи утечки приобретают такие значения, которыми уже часто нельзя пренебречь. В газах появляются ощутимые потери. Электропроводность, вызванная ударной ионизацией, обычно называют самостоятельной, в отличие от электропроводности, вызванной естественной ионизацией, которую называют несамостоятельной. [c.44]

В соответствии с особенностями газообразных диэлектриков, изложенными в 2-1 и 2-2, диэлектрические потери в газах при отсутствии ударной ионизации определяются практически только электропроводностью. В силу очень малого значения электрической проводимости газов при отсутствии ударной ионизации диэлектрические потери в них могут быть приняты равными нулю. Этим объясняется использование газов под повышенным давлением для эталонных высоковольтных конденсаторов, хотя малая диэлектрическая проницаемость газов не выгодна в этих случаях применения. [c.53]

Ионизационные потери в газах, вызванные ударной ионизацией, пропорциональны квадрату разности рабочего напряжения и напряжения начала возникновения ионизации и могут быть определены формулой [c.53]

Ионизация соударением заключается в том, что вышедшие электроны с поверхности отрицательного полюса электрода (катода) движутся со скоростью света через слой молекулярного газа к положительному полюсу (аноду). При своем движении электроны, сталкиваясь с молекулами и атомами газа, сбивают с их орбит электроны, образуя при этом положительные ионы. Электроны, сбитые с поверхности электрода, называются первичными, а электроны, выбитые с орбит нейтральных частиц (атомов), — вторичными. Вторичные электроны также могут оказать ударное действие на следующие молекулы и атомы и образовать так называемые третичные электроны, которые при потере кинетической энергии образуют с нейтральными частицами отрицательные ионы (последние легко образуются в кислороде, окислах азота, галоидах, водяном паре и т.д.). Образовавшиеся положительные и отрицательные ионы стремятся проделать путь к противоположному по закону полюсу. При столкновении положительных ионов с отрицательными ионами или с электронами будут образовываться нейтральные молекулы или атомы (процесс рекомбинации). [c.30]

В приведенных выше расчетах пренебрегалось влиянием эффектов второго порядка. Например, если рассмотреть процессы переноса в газе, то можно обнаружить, что существует небольшой диффузионный поток электронов по направлению к фронту ударной волны, хотя масштаб этого процесса таков, что он не влияет на макроскопические свойства газа. Эффект излучения в направлении движения ударной волны, т. е. излучение вперед, по-видимому, не оказывает большого влияния на термодинамические-величины, так как было показано, что энергетические потери путем излучения, так же как и плотность энергии излучения, сравнительно малы. Однако такое излучение вперед может повлиять на структуру фронта ударной волны благодаря ионизации газа перед скачком, что приводит к увеличению ионизации во фронте волны. [c.489]

Казалось бы, отвод энергии излучением от фронта ударной волны большой амплитуды должен играть важную роль, и в третье из ударных соотношений (7.4) следовало бы наряду с потоком энергии вещества включить и поток энергии, уносимой с поверхности фронта излучением 8 = аТ . Это существенным образом повлияло бы на конечное состояние за фронтом ударной волны, приводя к большему сжатию за фронтом, подобно тому как к большему сжатию ведет увеличение теплоемкости газа. На самом же деле потери энергии на излучение с поверхности фронта волны весьма ограничены и их эффект обычно незначителен. Дело в том, что в непрерывном спектре газы прозрачны лишь для сравнительно малых квантов. Атомы и молекулы сильно поглощают кванты, энергия которых превышает потенциал ионизации и которые вызывают фотоэффект, а молекулы, как правило, поглощают даже меньшие кванты например, граница прозрачности холодного воздуха лежит при X 2000 А /IV 6 эв. [c.407]

Теория электрического пробоя. В основе электрического пробоя твердых диэлектриков лежат электронные процессы ударной ионизации, которые и объясняют пробой твердого диэлектрика импульсами напряжения длительностью 10 —10 сек. В этом процессе исключается влияние диэлектрических потерь и нагрева материала под действием напряжения. Как и в газах, пробой наступает мгновенно, не зависит от времени действия напряжения и связан с разрушением молекулярной и кристаллической структуры материала. При электрическом пробое решающим фактором является напряженность электрического поля, так как именно она обусловливает процесс образования и движения электронов в диэлектрике. Этим и, определяются закономериости изменения пробивного напряжения от времени, температуры и частоты, которые наблюдаются при электрическом пробое. [c.39]

С диэлектрическими потерями в газах приходится считаться в линиях элжтропера-да высокого напряжения, где всяедствне ударной ионизации вблизи проводов возникает ток короны. Потери энергии, связанвыб С прохождением этого тока между проводами п землей, могут иметь значение, соизмеримое с потерями в активных сопротивлениях проводов прн прохождении рабочего тока, [c.46]

Фиг. 12.7. Схематическое представление электронной температуры Те и температуры ионов Г в зависимости от положения относительно фронта ударной волны, находягцего-ся при X = 0. Учтена роль электронной теплопроводности, но совсем пе принимался во внимание поток излучения. Втекающий газ предполагается ионизованным, но потерями энергии на ионизацию и диссоциацию пренебрегается. Отметим сходство со случаем очень сильной ударной волны (см. фиг. 12.5), а также изменение наклона кривой Те в точке X = 0.

На рис. 2-9 видно, что при достаточно большой напряженности электрического поля ток утечки начинает возрастать бы- р е. 2-9. Зависимость тока стрее, чем по закону Ома. Это утечки в воздухе от напря объясняется возникновением жения. ударной ионизации — выбиванием свободных электронов из нейтральных атомов и молекул при столкновении с ними электронов, получивших в электрическом поле добавочную кинетическую энергию ти /2. При этом токи утечки приобретают такие значения, которыми уже часто нельзя бывает пренебречь и в газах появляются ощутимые потери мощности. При ионизации газов происходят изменения их химического состава, зависящие от природы газа. В воздухе возникают озон, окислы азота, которые, взаимодействуя с влагой, образуют азотную кислоту. [c.45]

Следует подчеркнуть, что простой экспоненциальный закон нарастания электронной лавины с масштабом времени справедлив только при условии, что Те = onst. В реальных условиях электронная температура может сама зависеть от времени. Дело в том, что при кТд < / на ионизацию затрачивается очень большая доля тепловой энергии электронов грубо говоря, на рождение одного нового электрона тратится тепловая энергия 1/кТе электронов. Если нет источника, за счет которого восполнялись бы потери энергии электронного газа на ионизацию, электронная температура падает с течением времени, ехр (— I/kTg) резко уменьшается, развитие лавины затухает. Во фронте ударной волны потери энергии электронов восполняются за счет притока энергии от атомов (ионов) к электронам. Подробнее см. об этом 10 гл. VII. [c.330]

Рассмотрим установившееся движение плоской ударной волны навстречу лазерному излучению. Интенсивность лазерного излучения Р считаем постоянной. Газ перед волной неподвижен и характеризуется начальной плотностью частиц Л о- Тепловое излучение плазмы ионизирует слой газа перед фронтом светодетонационной волны. При значениях Го и Л о соответствующих светодетонационному режиму, начальная ионизация газа непосредственно перед фронтом равна aeг<10 . Пробег ионизующих квантов не превышает миллиметра, поэтому в нескольких миллиметрах от фронта газ вообще не ионизован. Температура электронного газа перед фронтом Те определяется равновесием между поглощением лазерного излучения и потерями энергии при столкновениях. В светодетонационном режиме для водорода, гелия и аргона величина Те равна Те -н2 эВ. Время от начала фотоионизации очередного слоя газа до прохождения фронта волны через этот слой порядка 10 с. Передачей энергии от электронов к атомам можно пренебречь (из-за большого различия в массах атома и электрона), поэтому для температуры атомов (и ионов) перед фронтом справедлива оценка Т < Те. [c.112]

Гиперзвуковой след за тонким телом несколько отличается от следа за туными телами. В случае тонкого тела большие градиенты в потоке, вызванные головной ударной волной, несущественны и вязкий след распространяется в области, где параметры потока близки к параметрам набегающего нотока. Явления перехода различны, кроме того, возможно различны и величины турбулентных пульсаций, которые зависят от степени затупления тела. Область ближнего следа ограничена прямыми линиями, причем его первоначальная ширина несколько больше, чем поперечные размеры тела из-за толстого оторвавшегося вязкого слоя, затем ширина следа постепенно уменьшается вниз по потоку, достигая горла. В ближнем следе оторвавшийся вязкий слой играет важную роль. За горлом ширина следа растет пропорционально длине следа. Как упоминалось в гл. I, елед за тонким телом является холодным в отличие от горячего следа за тупым телом из-за отсутствия интенсивного нагрева, создаваемого возникающими ударными волнами, и более медленного роста следа. Кроме того, след за тонким телом охлаждается гораздо быстрее, чем за тупым телом. Эксперименты с острым конусом и конусом со сферическим затуплением, имеющими угол при вершине 20 , в интервале чисел Маха М от 2,66 до 4,85 показали, что донное давление и угол наклона поверхности следа одинаковы для обоих конусов, если одинаковы местное число Маха и число Рейнольдса, вычисленное по толщине потери импульса пограничного слоя у основания конуса [82]. Из-за высокой температуры в гиперзвуковом следе за тупым телом на течение в следе влияют свойства реального газа или физико-химические процессы, как, например, диссоциация, ионизация и рекомбинация. Время, требуемое для завершения процессов диссоциации и ионизации (и для обратных процессов), в сравнении со временем движения частиц газа существенно при определении регистрируемых эффек- [c.126]

Таким образом, найдя истинное значение ионного тока при t = b (что соответствует максимальному значению, линейно растущего напряжения), можно определить концентрацию электронов в плазме по выражению (1). При этом делается существенное и вполне достоверное для изотермической плотной плазмы в ударной трубе предположение о равенстве электронной температуры и температуры газа. Газодинамические параметры, в частности, температура и плотность, вычисляются при условии термодинамического равновесия численным решением уравнений сохранения на фронте ударной волны с учетом ионизации. Г1ри эгом пренебрегают тепловыми потерями, вязкостью и возбуждением атомов и ионов [13]. В заключение следует сделать некоторые замечания. [c.42]

При численной оценке нужно проявлять известную осторожность. Дело в том, что в отраженной волне температуры обычно столь высоки, что теплоемкость газа вследствие диссоциации, ионизации и т. д. не постоянна. Строго говоря, параметры отраженной волны следовало бы рассчитывать, пользуясь реальными термодинамическими функциями газа. Однако для грубой оценки можно воспользоваться формулами (4.6), выбрав для показателя адиабаты некоторое эффективное значение. В разреженном газе в области диссоциации или ионизации можно принять, для оценки, например, у = 1,20. Это дает р /р1 13, д4/р1 л 6, Т, /Т1 2,17. В тяжелых одноатомных газах можно получить в отраженной ударной волне десятки тысяч градусов. В воздухе при начальном давлении Ро = 10 мм рт. ст. и скорости падающей волны О Ъ км/сек, когда 5800° К, д1/ро Ю, в отраженной волне 8600° К, д4/р1 л 7 (эти данные получены с учетом реальных термодинамических свойств). Реальный процесс в ударной трубе протекает гораздо сложнее, чем это рисуется идеализированной схемой, изложенной выше. Ударная волна становится стационарной не сраэу после разрыва диафрагмы, а лишь-спустя некоторое время. Играют роль трение о стенки, взаимодействие-с пограничным слоем, особенно в отраженной ударной волне, неравномерность нагрева по сечению трубы, потери энергии через стенки и на излучение (при очень высоких температурах), перемешивание газов, у контактного разрыва и многие другие эффекты (см. об этом [2, 4, 5, 19] там же имеются ссылки на многие оригинальные работы). [c.206]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...