Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника

Подождите немного. Документ загружается.

110

Глава

6. Импульсный разряд в

газе

рс1

[см-атм]

Рис.

6.5.

Правая часть зависимости

=/(рс1)

для элегаза при различных расстояниях между

электродами

6.3.2 Стримерный разряд

Основное отличие стримерного механизма разряда от таунсендовского состоит

в том, что пространственный заряд лавины может сам трансформировать лавину в

плазменный стример. Электроны в лавине вызывают не только ударную иониза-

цию, но и возбуждение газовых молекул и атомов. Возбужденные молекулы или

атомы, приходя в нормальное состояние, испускают кванты света, которые вызы-

вают фотоионизацию газа с появлением фотоэлектронов. Электронная лавина,

достигнув анода, оставляет вблизи его поверхности положительные ионы, заряд

которых создает дополнительное поле с напряженностью Е\ Возникшие вблизи

анода фотоэлектроны движутся к положительному объемному заряду в поле с на-

пряженностью (Е' + Е), где Е - напряженность поля, обусловленного приложен-

ным напряжением (У. Если Е' достигает величины порядка Е, то фотоэлектроны,

достигнув положительного объемного заряда, успевают создать новые лавины,

которые компенсируют заряд ионов, находящихся у анода, что приводит к созда-

нию проводящей плазмы. Вновь возникшие под действием лавин фотоэлектронов

положительные ионы и фотоэлектроны действуют так же, как описано выше, и по

направлению к катоду быстро распространяется столб плазмы, называемый поло-

жительным стримером. Ретер и Мик сформулировали условие зарождения стриме-

ра: Е'

кЕ, где к - величина порядка единицы.

При образовании и распространении стримера в образовании новых дочерних

лавин, кроме фотонов, могут играть роль убегающие электроны, возникающие при

достаточно высоких Е!р в плазме основной лавины. Когда число электронов в ла-

вине достигает Л^,

кр

, пространственный заряд лавины становится достаточным,

§6.3

Типы разрядов

111

чтобы электрическое поле внутри нее было сравнимо с внешним полем, но на-

правлено противоположно ему. Поле в лавине при этом оказывается усиленным

(рис. 3). Скорость распространения стримера обычно на порядок больше, чем ско-

рость лавины. Поэтому можно приблизительно считать, что время формирования

разряда:

»Р. (6.32)

ау

В ходе многочисленных экспериментов установлено, что для многих газов при

давлениях порядка атмосферного Л^ « 10

[7]. Поэтому 1пЛ^

кр

« 20. Из (32) следу-

ет, что для воздуха при атмосферном давлении и Е = 50 кВ/см, /

= Ю

-8

с, а Е =

= 80 кВ/см, /

= 210-

с.

Из формулы (32) следует, что для времени формирования разряда (

справед-

лив закон подобия, т.е. р1

= /(Е/р). На рис. 6 показаны эти зависимости для ряда

газов, полученные Фелзенталем и Праудом [9]. При переходе от таунсендовского

разряда к стримерному решающую роль играет коэффициент перенапряжения к

Аллен и Филлипс [10] показали, что существует кривая, разделяющая множество

значений произведений давления воздуха и длины зазора рс1 и коэффициента к

на две области [10] (рис. 7). Если условия разряда соответствуют области, лежа-

щей выше кривой, то имеет место стримерный механизм разряда, а если ниже -

таунсендовский.

Концентрация электронов в стримерном канале п

примерно соответствует

плотности в лавине с критическим числом носителей, т.е.:

ЪЫ

(6.33)

4 яг-

Измерения для разных газов показывают, что радиус лавины г = 0,01-5-0,1 см.

Приняв М

екр

= 10

, получим для п = Ю

-ь10

см

-3

. Это означает, что даже при

рг

[Тор-с]

Рис б. б. Закон подобия времени формирования пробоя различных газов

112

Глава

6. Импульсный разряд в

газе

250 850 1450 2050 2650

рд. [Тор-см]

Рис.

б. 7.

Кривая, разделяющая области развития разряда в воздухе по стримерному и таун-

сендовскому механизмам

г = 0,1 см и п = 10

см

-3

сопротивление стримернош канала в типичных условиях

экспериментов превышает десятки килоом. Учтем, что волновое сопротивление

коаксиальных кабелей, по которым поступает импульс напряжения на разрядный

промежуток 2

« 50^75 Ом. Это значит, что спад напряжения на промежутке будет

обусловлен нарастанием проводимости в канале на последующих стадиях разряда.

Подробное обсуждение этого вопроса будет дано ниже. Необходимо отметить, что

существует два типа стримеров: катодонаправленный и анодонаправленный. Рас-

смотренный нами выше стример - анодонаправленный, так как критического раз-

мера лавина достигает внутри промежутка

(Хщ>

сГ)

поэтому рост стримера идет в

сторону анода. Однако если перенапряжение на промежутке не слишком велико,

т.е.

Хкр

с1,

то большое поле объемного заряда будет достигнуто в зоне, прилегаю-

щей к аноду, тогда стример будет прорастать в сторону катода. Это будет катодона-

правленный стример.

6.3.3 Многолавинный импульсный разряд

При больших перенапряжениях на газовом промежутке время формирования

разряда /

переходит в область наносекундных и субнаносекундных времен. Им-

пульсный разряд в этой области длительностей характеризуется тем, что время

развития искры становится соизмеримым со временем протекания таких процес-

сов, как рост лавин до критических размеров и высвечивание возбужденных моле-

кул. Это накладывает отпечаток на пространственную структуру разряда, стати-

стику запаздывания, саму длительность процесса и т.д. Такой разряд имеет место

при перенапряжении к

> 1,5. Он применяется в коммутаторах и обострителях

мощных наносекундных генераторов. Критерий возникновения такого разряда оп-

ределяется соотношением Хщ>« Л.

В этом случае важное влияние на характер развития импульсного разряда в газе

оказывает величина тока инициирующих электронов /

или же число начальных

инициирующих электронов, а также степень однородности их распределения по

поверхности катода. При оценке влияния /

на процесс разряда удобно сравнивать

§6.3

Типы разрядов

113

среднее время между появлением двух электронов с катода е//

с временем разви-

тия лавины до критического размера Если ^ <

е/1

то можно считать, что раз-

ряд инициируется одиночными электронами, при этом /

< еаУ

!И

ек?

При увеличении тока разряда значение вторичных процессов будет уменьшать-

ся. Если время развития лавины до критического размера ^ » е//

, т.е. /

» еаи

/]пМ

екр

, а ток /

распределен по катоду равномерно, то из-за одновремен-

ного развития значительного числа электронных лавин достигаются большие токи

еще до начала действия вторичных процессов. При этом удается устранить образо-

вание канала разряда и при давлении газа, существенно большем атмосферного,

иметь разряд во всем объеме газового промежутка. Такой многолавинный разряд

впервые исследовал Месяц [11] и назвал его наносекундным многоэлектронным

разрядом. Описание его можно найти в [12,4].

Основную информацию о процессах, происходящих при разряде в наносекунд-

ном диапазоне, обычно получают из осциллограмм тока и напряжения искры. По

аналогии с обычным импульсным разрядом в газе пользуются такими терминами,

как время запаздывания и время формирования разряда, понимая под началом раз-

ряда начало быстрого роста тока и спада напряжения на промежутке. Однако необ-

ходимо помнить, что формирование наносекундного импульсного разряда обычно

не заканчивается к началу роста тока. При проведении экспериментов удобнее от-

дельно измерять время, в течение которого ток достигает единиц ампер, и время, в

течение которого ток растет от единиц ампер до номинального значения.

В [И] была определена зависимость (

(Е) для многоэлектронного инициирова-

ния и инициирования одиночными электронами. Для ультрафиолетового облуче-

ния катода в аноде было проделано отверстие, которое закрывали сеткой. Между

сеткой и искрой, подсвечивающей катод, были установлены диафрагма и кварце-

вое стекло, необходимое для фильтрации коротких волн и устранения фотоиониза-

ции газа. Ток электронов, инициирующих разряд, регулировали размером диа-

фрагмы. Эти эксперименты показали, что при числе начальных инициирующих

электронов порядка 10

и более разброс времени запаздывания разряда устраняет-

ся. Полученная таким образом зависимость !

(Е) в воздухе при атмосферном дав-

лении оказалась совпадающей с формулой (32) (рис. 8) для стримерного разряда,

хотя условия эксперимента были явно не характерными для стримера. В [11] этот

эффект объяснен тем, что процесс развития разряда идет за счет одновременного

появления большого количества электронных лавин (модель Месяца).

С учетом того, что ток разряда /(0 и напряжение на промежутке

11(1)

Е(1)с1

связаны уравнением Кирхгофа, можно написать систему уравнений:

где Е

- начальная напряженность электрического поля, 2

- волновое сопротивление

коаксиального кабеля, А - длина промежутка. Из этой системы следует уравнение:

Щ) = Ко ~Т"

ех

Р а ь

(6.34)

_С![Е

-Е(1)]

_ >

(6.35)

(6.36)

8. Месяц Г.А.

114

Глава 6.

Импульсный разряд в

газе

80 120

Е [кВ/см]

Рис. 6.8. Зависимость времени формирования пробоя в воздухе от напряженности поля: 1 -

многоэлектронное инициирование; 2 - одноэлектронное инициирование

Экспериментально определено время формирования разряда из осциллограмм

от момента приложения напряжения до того момента, когда ток достигает значения

= 0,К/

, где *У

- амплитуда импульса напряжения. Поскольку в течение

времени (

ток /

с 1Л2

, величины а и и

можно считать неизменными. В этом

случае из (36) следует:

ау

еЫ

е0

(6.37)

где е - заряд электрона. Если принять /

= 10 А, 0,1 см, = 10

, у

я\0Р см/с,

то величина под логарифмом в (37) составит 10

, т.е. будет равна Ы

екр

для стри-

мерного разряда. Этим и объясняется совпадение результатов измерения 1

(Е)

Флетчером [13] по стримерному механизму и многоэлектронному механизму со-

гласно [11]. Зависимость (

(Е) для воздуха при атмосферном давлении приведена

на рис. 8 [11]. В общем виде для времени формирования разряда согласно (37) со-

блюдается закон подобия р(

/(Е/р). Это подтверждается экспериментами для

многих газов [9,4].

При многоэлектронном инициировании разряда стадия спада напряжения и

роста тока разряда, как и стадия формирования разряда, обусловлена ионизацион-

ным размножением электронов и носит объемный характер (рис. 9). На рис. 9 так-

же показана осциллограмма напряжения на промежутке в воздухе при атмосфер-

ном давлении и начальной напряженности электрического поля 76 кВ/см [14]. Ка-

тод освещался мощной ультрафиолетовой вспышкой за 10 не до прихода импульса.

Из рис. 9 видно, что свечение имеет место во всем промежутке, т.е. разряд носит

объемный характер. Это свойство разряда высокого давления, установленное впер-

вые в [11, 12], сейчас широко используется в технике генерирования мощных суб-

нано секундных импульсов, а также для накачки мощных электроразрядных газо-

вых лазеров.

§6.3

Типы разрядов

115

••

1 2 3

[не]

Рис. 6.9. Осциллограмма напряжения и свечение промежутка в воздухе при многоэлектрон-

ном инициировании разряда (р

760 Тор, =

0.3

см,

= 67 кВ/см)

Анализ осциллограммы напряжения (рис. 9) показывает, что вначале крутизна

спада напряжения очень мала, потом она приобретет максимальное значение, а

затем снова резко снижается. Из уравнений (34) и (35) можно найти максимальную

крутизну спада напряжения {ЛИЛ)

мах

, а также величину, которая характеризует

время коммутации /

= 1/

/{сИЛЛ)

иах9

где С/

- амплитуда импульса напряжения.

Очевидно, что зависимость этого времени от давления газа и электрического поля

будет подчиняться закону подобия р!

/{Е

!р\ так как /

~ Иау

. На рис. 10

приведены расчетная и экспериментальная зависимости р{

от Е

/р для возду-

ха [11]. Для характеристики стадии замедленного спада напряжения можно пред-

ложить то значение напряжения, при котором крутизна его спада будет в пять раз

меньше максимальной. Обозначим это значение через

и введем обозначение

/11&.

Зависимость у

от Е

/р также приведена на рис. 10.

Рис. 6.10. Зависимости р1

и у

от Е!р при различных промежутках: 1 мм; 2 мм; 4 мм.

Сплошной чертой обозначены теоретические; прерывистой - экспериментальные кривые.

Экспериментальные данные получены для воздуха при р =

атм

116

Глава 6.

Импульсный разряд

в газе

6.3.4 Одноэлектронное инициирование

Теперь рассмотрим случай инициирования многолавинного разряда малым

числом электронов, когда среднее время между появлением двух электронов срав-

нимо или больше времени развития лавины до критического размера. В этом слу-

чае разряд приобретает ряд новых свойств. Для анализа такого разряда рассмотрим

особенности развития одиночной лавины в высоких электрических полях. Как бы-

ло показано выше, по мере развития лавины растет электрическое поле, создавае-

мое объемным зарядом положительных ионов. Нетрудно показать, что критическое

число электронов уменьшается с ростом напряженности внешнего поля по закону

екр

~ а

-1

[15]. По мере приближения числа электронов к критическому будет за-

медляться экспоненциальный рост электронов в лавине (это вызвано уменьшением

коэффициента ударной ионизации). Экспериментально такая закономерность, ко-

торую можно назвать эффектом самоторможения электронной лавины, была уста-

новлена для лавин в азоте и парах эфира. При этом в процессе развития лавины

эффективный коэффициент а вначале уменьшался почти до половины начального

значения, а затем вновь возрастал [7].

Наличие такого же эффекта было установлено и для лавин в воздухе при атмо-

сферном давлении и напряженности электрического поля Е « Ю

В/см. При этом

было показано, что последующий рост а обусловлен выталкиванием электронов из

головки лавины и ускорением их в промежутке анод-лавина [15]. Наряду с замед-

лением экспоненциального роста числа электронов будет замедляться также рост

числа возбужденных молекул газа, а следовательно, будет уменьшаться число фо-

тонов, выходящих из лавины. В лавине с критическим числом электронов количе-

ство испускаемых ею фотонов пропорционально \/а

, т.е. очень сильно умень-

шается с ростом внешнего электрического поля.

Описанные выше эффекты приводят к замедлению процесса формирования

разряда в высоких электрических полях по сравнению со случаем инициирования

большим числом начальных электронов. На рис. 8 (кривая 2) приведена зависи-

мость времени формирования разряда в воздухе при атмосферном давлении /

от

напряженности электрического поля Е при инициировании разряда малым числом

электронов. За время /

принималась наименьшая величина в статистическом рас-

пределении времен запаздывания. Интенсивность облучения катода выбирали та-

кой, чтобы среднее статистическое время запаздывания (

было соизмеримо с /

Из сравнения кривых 1 и 2 следует, что время Г

при инициировании разряда ма-

лым числом электронов существенно больше, чем при многоэлектронном иници-

ировании.

Рассмотрим процесс формирования разряда при инициировании малым чис-

лом электронов на основании исследования [8]. Вначале, как обычно, развивается

электронная лавина. После того как поле ионов в лавине сравнивается с прило-

женным, экспоненциальный рост числа электронов в лавине замедляется. Неболь-

шая доля электронов в головке лавины ускоряется в направлении анода и образует

новую лавину. Эти электроны образуются или за счет кулоновского выталкивания

электронов из головки лавины, или из-за убегания быстрых электронов, которые

приобретают в электрическом поле энергию, большую теряемой при столкновени-

ях [16]. Роль этого процесса при пробое атмосферного воздуха или азота особенно

велика, когда Е

В/см. Вновь образованная лавина, так же, как и предыдущая,

§6.3 Типы разрядов 117

приведет к рождению новой лавины. Таким образом, от катода к аноду будет рас-

пространяться плазменное образование, называемое лавинной цепью. Лавинная

цепь будет формально походить на аноднонаправленный стример, но плотность

электронов в плазме будет такой низкой, что после замыкания катода и анода иск-

рового канала не образуется из-за малой проводимости. Вторичный процесс в та-

ком разряде обусловлен фотоэффектом на катоде в результате излучения из лавин-

ной цепи фотонов. Расчет времени формирования разряда, проведенный по опи-

санной выше модели [8], показывает, что

где Ц

- тепловая энергия электрона, /

- время высвечивания молекулы, и

- ско-

рость дрейфа электронов в лавине, у - число вторичных электронов, обусловлен-

ных фотоэффектом на катоде, приходящихся на один электрон в лавинной цепи. Из

формулы следует, что зависит от величины у, которая определяется материалом

и состоянием поверхности катода.

Исследование стадии быстрого роста тока и спада напряжения при иниции-

ровании наносекундного разряда малым числом инициирующих электронов [15]

показало, что она удовлетворительно описывается формулой (36) лавинной тео-

рии, полученной для многоэлектронного инициирования. Это объясняется тем, что

после накопления большого числа электронных лавин при вторичном процессе

сброс напряжения на промежутке происходит за время одной лавинной генерации.

Однако после быстрого сброса напряжения, в отличие от случая многоэлектрон-

ного инициирования, медленный спад напряжения не наблюдается из-за образова-

ния в промежутке одного или нескольких каналов [14]. К этому вопросу мы еще

вернемся в § 4.

Из рис. 8 следует, что при одной и той же длительности импульса разряд с ма-

лым числом инициирующих электронов обеспечивает значительно более высокую

импульсную электрическую прочность газового промежутка. Однако для того,

чтобы реализовать это, необходимо знать источники инициирующих электронов.

При высоких электрических полях, когда Е

В/см, таким источником электро-

нов является автоэлектронная эмиссия с катода.

Плотность тока автоэлектронной эмиссии определяется по формуле Фаулера-

Нордгейма. Подробно об этом мы говорили в предыдущей главе при обсуждении

вакуумного разряда. Из формулы (5.1) следует, что для получения тока иниции-

рующих электронов в Ю

-10

А, при котором время статистического запаздывания

составляет величину порядка 10~

с, необходимо при площади поверхности катода

1 см

и ф = 4,5 эВ иметь напряженность электрического поля около 210

В/см.

Многочисленные исследования предпробойной проводимости в вакуумном про-

межутке при Е = 10

—10

В/см показывают наличие электронного тока 10~

—10~

А и

его зависимость от средней напряженности поля в промежутке, которая согласует-

ся с формулой (5.1). Это объясняется наличием микровыступов на поверхности

электрода, на которых напряженность поля значительно превосходит величину

среднего поля, определяемого

для плоских электродов.

Имеются прямые доказательства влияния неоднородностей на поверхности ка-

тода на время запаздывания пробоя и величину пробивной напряженности поля

(6.38)

118

Глава 6.

Импульсный разряд в газе

при воздействии на промежуток наносекундных импульсов. В [8] было найдено,

что при тщательной механической полировке катода можно в несколько раз повы-

сить электрическую прочность воздушного промежутка длиной менее 1 мм и дове-

сти ее до 1,4-10

В/см при времени запаздывания порядка 10~

с. При использова-

нии катодов из монокристаллов (молибдена, вольфрама, рения) при длительности

импульса 40 не в воздушных промежутках длиной -0,2 мм напряженность элект-

рического поля, при которой происходил пробой, достигала 310

В/см, в то время

как на поликристаллических катодах она не превышала 1,3-10

В/см [8]. Это свиде-

тельствует об автоэлектронном механизме появления инициирующих электронов

при импульсном пробое газовых промежутков в высоких электрических полях.

6.3.5 Корона и длинные искры

Корона возникает в том случае, когда на одном из электронов имеет место рез-

ко неоднородное поле [1, 5]. В этом случае электронные лавины появляются при

низком среднем электрическом поле. Если электрическое поле в зоне этого элект-

рода достаточно, чтобы началось образование электронных лавин, то говорят о

появлении короны. В зависимости от электрода с неоднородным полем корона бы-

вает положительной (анод) или отрицательной (катод). Корона проявляет себя по

первоначально слабому свечению в окрестности электрода малого радиуса (ост-

рия, провода), где поле резко усилено. Только здесь в небольшой зоне газ ионизу-

ется и светится. Электрический ток замыкается потоком зарядов того или иного

знака, которые рождаются в зоне ионизации и вытягиваются через внешнюю зону

к другому электроду. Во внешней зоне, где дрейфуют заряды, никакого свечения

нет. В электроотрицательном газе, таком, как воздух, при любой полярности коро-

нирующего электрода ток через внешнюю зону переносят ионы, потому что элект-

роны успевают «прилипнуть» к молекулам 0

в самом начале долгого дрейфа.

Ионный ток мал и не снижает напряжения на разрядном промежутке, даже если

источник напряжения слаб.

Если продолжать медленно поднимать напряжение много выше порога возник-

новения короны, процесс может развиваться двумя путями. В случае очень тонких

полированных проводов внешне почти ничего не меняется, зона ионизации остает-

ся тонкой и однородной, увеличивается только ток короны - он нарастает пример-

но пропорционально квадрату напряжения. Это так называемая ультракорона.

В воздухе атмосферного давления ультракорону на проводе радиусом в доли мил-

лиметра удавалось удерживать при очень больших перенапряжениях, когда напря-

жение на промежутке в 10*20 раз превышало напряжение возникновения короны.

Средняя напряженность поля в промежутке увеличивалась до 20*22 кВ/см (это

очень большая величина для средних полей в воздухе), прежде чем неожиданно

возникший искровой канал, ослепляя экспериментаторов, завершал опыт коротким

замыканием.

Совсем по-другому ведет себя корона в случае электродов большого размера.

При увеличении напряжения сплошная светящаяся оболочка распадается на от-

дельные очаги, в которых непрерывно возникают и за микросекунды гаснут все

более длинные светящиеся образования, причудливые тонкие каналы - стримеры.

Такую дискретную в пространстве и времени корону называют стримерной коро-

§6.3

Типы разрядов

119

ной. В больших воздушных промежутках при напряжениях выше 1 МВ стример-

ная корона может достигать нескольких метров. Импульсный ток каждого расту-

щего стримера длится доли микросекунды и измеряется амперами, даже десятками

ампер, но пока стримеры не достигают противоположного электрода, ток во внеш-

ней зоне, где нет ионизации, все равно переносится потоком ионов и его среднее

по времени значение почти того же порядка, что у ультракороны. Если позволяет

мощность источника напряжения, стримерную корону тоже можно наблюдать ча-

сами. К короткому замыканию она не приводит. Для этого нужно, как минимум,

чтобы стримерные каналы пересекли весь промежуток, что происходит в атмо-

сферном воздухе при среднем поле около 5 кВ/см.

Корона может перерастать в искру, если один из стримеров касается противопо-

ложного электрода. Длины таких искр достигают десятков и сотен метров. Их назы-

вают длинными искрами [5]. Прорастание такой длинной искры в воздухе проис-

ходит за счет движения лидера, который образуется из стримера при скорости до

см/с. Лидер возникает на фоне коронного разряда, который только что был опи-

сан, но при более высоком напряжении. Лидерный разряд удобнее наблюдать при

импульсном напряжении. В лабораториях чаще применяют импульсы, в которых

напряжение увеличивается до амплитудного значения за время порядка микросекун-

ды или менее. В случае таких импульсов лидеру также предшествует корона, но

обычно происходит всего одна или несколько последовательных стримерных вспы-

шек. Их называют импульсной короной. Стримеры импульсной короны стартуют от

общего основания - стебля, который прорастает из высоковольтного электрода. Как

правило, стримеры ветвятся; их часто называют ветвями импульсной короны. В за-

висимости от напряжения стримеры пересекают большую или меньшую часть про-

межутка, могут дойти и до противоположного электрода, но сами по себе пробоя

промежутка не вызывают. Их проводимость слишком мала. Даже в совокупности ток

стримеров не в состоянии снизить напряжение на промежутке.

Канал лидера рождается в объеме стебля импульсной короны, где газ макси-

мально нагрет суммарным током, стекающимся от всех стримерных ветвлений.

Движение лидера сопровождается непрерывным и многократным стартом стриме-

ров из области конца канала, которую называют лидерной головкой. Стримеры

могут двигаться намного быстрее лидера. Их скорость в воздухе при сильном элек-

трическом поле доходит до 10

см/с и выше. В совокупности стримеры обеспечи-

вают ток, который поставляет энергию в канал лидера, разогревает его и способст-

вует длительной под держке проводимости плазмы на не слишком низком уровне.

Перенося в какой-то мере высокий потенциал электрода, от которого он начал

расти, проводящий лидерный канал непременно обладает и заметным электриче-

ским зарядом, распределенным по его длине. Это следствие общих законов элект-

ростатики, ибо канал, как любой проводник, обладает электрической емкостью.

После того как плазменный канал лидера дорастает до противоположного элект-

рода и перекрывает промежуток, возникает процесс нейтрализации заряда лидер-

ного канала, аналогичный главной стадии молнии. Это главная стадия длинной

искры, за время которой лидерный канал трансформируется в по-настоящему хо-

рошо проводящий искровой канал, способный пропустить большой ток, характер-

ный для короткого замыкания.