Ионизационные процессы в электродной системе отрицительная игла–плоскость. Эксперимент

封面

如何引用文章

全文:

详细

Исследуются ионизационные процессы в воздухе – коронный разряд при сильно и слабо заостренных электродах с высоковольтным активным отрицательным потенциалом. Основное внимание уделяется влиянию поверхностных и деградационных процессов на коронирующих электродах. Производится измерение вольт-амперных характеристик в окрестности напряжения зажигания коронного разряда, изучается проблема экспериментальной идентификации поверхностных зарядов. Оценивается распределение ионов по цвету свечения ионизационных зон и интегральному спектру коронного разряда. Темновой ток при коронирующем слабо искривленном отрицательном электроде объясняется захватом поверхностных электронов электроноакцепторными молекулами кислорода. Делается вывод, что механизм поверхностной электронной ионизации одинаков как в темновой области в воздухе (при стандартных условиях), так и в растворах жидких диэлектриков с йодом, в которых вольт-амперная характеристика обусловлена захватом поверхностных электронов молекулами йода.

全文:

Введение

Изучение ионизационных процессов в газах имеет давнюю историю [1–11]. В 30-х годах прошлого столетия Леб проанализировал практически все аспекты ионизации газов [1], в том числе коронные разряды (КР) вблизи кончиков игл в различных газах при разных материалах, формах и полярностях электродов. Колоссальный труд Леба, включающий внушительный список цитирований, является итогом работ большого числа ученых. Такой интерес вызван не только естественным процессом развития науки [1–17], но и в значительной мере бурным развитием ионно-разрядной технологии [12, 13] и применением разрядных процессов в различных технологических устройствах [18–20], медицине [21], масс-спектрометрах [22] и пр. Подробную информацию о различных приложениях плазменных разрядов можно найти в диссертациях [23–25], обзорах [26, 27] и оригинальных работах [28–68]. Леб указал ряд дискуссионных проблем, таких как физика импульсов Тричеля и эффекта Молтера, проблема первичных зарядов в развитии КР, механизмы элементарных ионно-разрядных реакций и другие, которые изучались на протяжении десятилетий [3-17] вплоть до настоящего времени [22-68].

Детальные данные ионизационных процессов были получены в ранних исследованиях тлеющих разрядов различных однокомпонентных инертных (Ar, Ne [2, 3, 7]) и двухатомных (N2, O2, [2, 5, 6], H2, N2 [2, 3]) газов при полых плоских электродах в закрытых стеклянных ячейках [3–5]. Поджог разряда производится введением термоэмиссионных электронов с нити накала. При низких давлениях и больших межэлектродных расстояниях (до 30 см) в этом случае можно применять зондовую методику и масс-спектрометрию и детально получить информацию о разных типах ионизационно-рекомбинационных реакций в различных зонах свечения разряда. Например, в исследовании [5] на электроды подавалось постоянное напряжение до 50 В, измерения производились при давлениях 0.01 и 0.05 мм рт. ст. Для предотвращения радиального движения зарядов использовалось продольное магнитное поле, создаваемое катушками Гельмгольца напряженностью ~100 Гс. Измерялись распределения потенциала в межэлектродном пространстве, токи положительных и отрицательных зарядов в пределах 1–100 мA. Типы ионов определялись масс-спектрометром. При разряде в газе N2 обнаружены в ионы N+2, разряд в газе O2 состоял в из ионов O–, O–2, O+, O+2. Были обнаружены и другие типы ионов, однако концентрация указанных ионов в обоих газах составляла до ~90%. Визуально установлено, что вблизи катода образуется тонкий темновой слой, за которым межэлектродная область светится в видимом спектре (в случае О2 свечение голубого цвета за счет возбуждения ионов O–, а страты серо-голубые; в газе N2 отрицательное свечение темно-голубое, страты оранжевые). Это наблюдение имеет важное значение, так как из-за малых размеров короны на кончиках игл можно снять только интегральный спектр, однако визуально по цветовой окраске можно найти распределения ионных компонентов в ионизационной зоне КР. Обнаружено, что концентрация ионов O–2 примерно в 10 раз превышает концентрацию O–. Отметим, что энергия связи электрона в ионе O– составляет 1.46 эВ, а в ионе O–2 0.42 эВ [4], поэтому ион O– должен быть более устойчив по отношению к отлипанию электрона при столкновениях. Это можно объяснить тем, что концентрация атомов кислорода О быстро уменьшается за счет образования озона О3, что и понижает концентрацию O–.

Данные по ионизации однокомпонентных газов при низких давлениях являются основой при изучении ионизации многокомпонентных газов при атмосферном давлении, например воздуха, в котором основные ионизационные реакции происходят между молекулами азота N2 и кислорода O2. Поэтому ионизированное состояние воздуха относится к азотно-кислородной плазме (АКП). Следует отметить анализ [16], где ионизационные процессы в АКП включают более десятка плазмохимических реакций с участием свыше ста реагирующих частиц ([16], с. 246). На основании многочисленных экспериментальных данных авторы [15, 16] отмечают, в воздухе 1) существуют первичные ионы O–, O–2, 2) за счет ионно-молекулярных реакций генерируются отрицательные O–3, O–4, NO– , NO–2, NO–3 и положительные O+2, N+2, NO+ ионы, 3) первичные электроны образуются за счет столкновения молекул N2, O2 с первичными ионами O– , O–2, 4) столкновение O–, O–2 с O2 приводит к образованию ионов O–3, O–4. При взаимодействии O–3, O–4 с молекулами углекислого газа CO2 образуются отрицательные ионы CO–3, CO–4 [4, 16].

Важной характеристикой ионизационных процессов в КР являются пульсации свечений и тока, которые наблюдаются в окрестности напряжения зажигания короны и наиболее ярко выражены в сильно неоднородных электрических полях типа игла–плоскость [1, 2]. Пульсации часто называют автоколебаниями тока (АКТ) или импульсами Тричеля. Частоты АКТ определяются материалом и полярностью коронирующих электродов, типом и давлением газа, напряженностью поля в ионизационной зоне КР; пульсации исчезают с течением времени [1, 2, 10]. Наличие АКТ указывает на 1) определяющую роль индуцированного зарядами электрического поля, 2) существенную роль физико-химических свойств газа (длины свободного пробега, определяемой давлением; потенциалов возбуждения и ионизации молекул, их химической активности и др.), геометрии и свойств материала коронирующего электрода и структуры его поверхности (наличие дефектов, оксидных пленок, его деградации и т.д.). Во времена Леба считалось, что импульсы Тричеля могут существовать только на катоде в электроотрицательных газах (в воздухе [1, 2, 10, 26–31] или кислороде [1, 32–34]) и cвязаны с чередованием знаков зарядов на кончике острия [10]. Именно положительный заряд обусловлен накоплением положительных ионов, которые инициируют процесс выбивания из катода вторичных электронов, формирующих отрицательный заряд. Электрическое поле за счет экранировки уменьшается, что приводит к прекращению вторичной эмиссии электронов и вновь накоплению положительных ионов и т.д.

Детально закономерности АКТ в воздухе при атмосферном давлении в системе отрицательная стальная игла–плоскость были изучены в [10]. Результаты измерений обобщены зависимостью f = K1V(V – V *)/(r0d2), где f – частота АКТ, V (V > V *) – напряжение на электродах, V *– напряжение зажигания, r0 – радиус полусферы кончика иглы, d – межэлектродное расстояние, К1 ≈ 27 кГц мм3 кВ-2. Справедливость этой формулы при АКТ в неэлектроотрицательных газах Ar, N2 при тех же условиях была подтверждена экспериментами [37]. Отличие заключалось в форме импульса, которая зависела от типа газа и геометрии электродной системы. Уменьшение давления или добавление электроотрицательного O2 в газы Ar и N2 интенсифицировали амплитуды АКТ.

Таким образом, АКТ наблюдаются в химически активных газах Н2 [9, 23] и N2 [35–39], причем при плоскопараллельных как отрицательных, так и положительных активных электродах [35, 45]. Следует также отметить схожесть механизмов формирования АКТ и порогового напряжения зажигания отрицательной иглы. Именно при достижении напряженности зажигания Е* энергии вторичных электронов достаточно для ионизации нейтральных молекул, т.е. формирования ионизационной зоны КР. Формирование АКТ при положительных иглах связывается с процессом фотоионизации [25, 26]. И в этом случае при напряженности Е * энергии электронов и ионов вблизи кончика положительно заряженного острия достаточно для возбуждения нейтральных молекул и ионов, которые при переходе в стабильное состояние излучают УФ-фотоны, способные ионизовать возбужденные молекулы и ионы [25, 26]. Кроме фотоионизации, следует отметить и возможность плазмохимических реакций на стадии темнового тока, о чем свидетельствуют эксперименты [57], где показано, что перед зажиганием КР на кончике положительно заряженной иглы в воздухе наблюдается стример.

Эффективным методом получения информации об ионном составе и возбужденных компонентах КР являются масс-спектроскопия [22] и оптическая спектроскопия воздуха [46–50]. Показано, что в темновой области, предшествующей зажиганию КР, образуются заряды, которые возбуждают нейтральные компоненты с последующим излучением в УФ-спектре [46]. Эти данные позволили разработать оптические детекторы КР в линиях электропередач [51], а масс-спектроскопические исследования обнаружили терминальные (конечные) вредные для здоровья отрицательные ионы окислов азота NO–3, NO–3HNO3, HCO–3HNO3 в ионизаторах воздуха при наличии влаги [22].

Еще одно направление изучения КР связано с компьютерным моделированием [23–34, 36–45, 54–64]. В настоящее время численные расчеты при правильном выборе физической и численной моделей обладают большой предсказательной силой. В основном используются две численные модели: трехкомпонентная (general model [28]) и многокомпонентная (detailed model [28]).

В трехкомпонентных моделях [24–33, 40–42] предполагается, что плазма состоит из электронов, положительных и отрицательных ионов. Эти модели характеризуются усредненными значениями параметров ионизационных процессов, которые описываются коэффициентами ионизации, отлипания электронов и рекомбинации заряженных компонентов, зависящих от состава газа и определяемых в экспериментах. Моделирование успешно использовалось для объяснения механизма формирования импульсов Тричеля [24–33, 40–42], расчетов потоков заряженных струй – электрического ветра (ЭВ) [26, 54–61], а также влияния ЭВ на форму АКТ [62–64]. Эффективно моделируются струи ЭВ в воздухе от игл [26], так как вне зоны ионизации преобладают ионы O–3, действие на которые кулоновской силы формирует структуру заряженной струи.

В многокомпонентных моделях [23, 28, 34, 43–45] учитывается компонентный состав газа и реакции ионизации между электронами и нейтральными или ионными компонентами, а также взаимодействия между ионами и ионами с нейтральными компонентами с учетом процессов фотоионизации и вторичной эмиссии электронов. При численном моделировании в обеих моделях процесс зажигания отрицательного КР основывается на эффекте вторичной эмиссии электронов с катода. При этом исследователи часто пренебрегают фотоэмиссией электронов и фотоионизацией, ссылаясь на работу [29], в которой показана незначительность влияния этих процессов (порядка 5%) на характеристики КР.

Моделирование на основе многоионных моделей показало хорошее соответствие с экспериментальными данными в системах «острийковый отрицательный электрод – заземленный плоский или слабо искривленный электрод». Например, при ионизации газа О2 в озонаторе типа «проволока на оси цилиндра» во внешней зоне отрицательного КР на проволоке радиуса 0.5 мм в слабых полях (напряжение – порядка 2 кВ) наблюдаются ионы O–, O–3, а в сильных (более 5 кВ) – избыток ионов O–3 [34]. Как и в случае тлеющего разряда в газе О2 [4], этот эффект объясняется уменьшением концентрации О за счет реакции О + О2 → О3, приводящей к интенсивной генерации озона. Есть убедительное согласование расчета с экспериментальными данными [10] по импульсам Тричеля в воздухе в системе отрицательная игла–пластина. Характерным примером являются расчеты [28], в которых исследовалось влияние азота и кислорода в системе отрицательная игла–плоскость на формирование импульсов Тричеля и временном распределении ионов вблизи полусферы (радиус – 35 мкм) кончика острия на временном промежутке импульса длительностью ~0.02 мкс. Отметим, что период следования импульсов ~ 1 мкс, т.е. частота ~ 1 Мгц, при межэлектродном расстоянии 6 мм и напряжении 5.5 кВ. Показано, что на форму импульса и частоту АКТ оказывает основное влияние концентрация кислорода. Это можно использовать в качестве регулятора характеристик разряда при различных применениях. Например, в масс-спектрометрии в атмосферных условиях эти разряды используются в качестве источников мягкой ионизации [54, 55], для регулировки разряда можно применять примеси кислорода в плазмообразующем газе [56]. В заключение отметим, что в расчетной модели используется 17 компонентов и 93 типа реакций. Это требует больших вычислительных затрат. Например, в расчетах с использованием COMSOL Multiphysicals на мобильной рабочей станции Lenovo, оснащенной процессором Intel® CoreTM i7-9850H [28], время счета составляет 71 ч.

Важнейшей проблемой численного моделирования является задание начальных и граничных условий на кончике и в приповерхностной области иглы. Начальные условия связаны с так называемыми первичными или фоновыми электронами и ионами [29, 57, 65–67]. Принято считать, что фоновые заряды влияют только на процесс зажигания и не влияют на характеристики КР. Поэтому при численном моделировании в начальных условиях для электронов обычно принимается модельное (гауссово) распределение электронов в окрестности кончика иглы с максимальным значением концентрации nmax = 106 м-3 [25, 29, 65]. При тонких иглах с малым радиусом кончика полусферы порядка 100 мкм и менее и межэлектродных расстояниях ~1 см определяющим фактором зажигания КР является электронная автоэмиссия, которая существенно зависит от микрошероховатости поверхности иглы [44]. На процесс образования первичных зарядов могут влиять поверхностные электроны (ПЭ) на катоде, которые образуются под действием высоковольтного внешнего поля [69, 70]. Отметим также влияние микрошероховатостей на поверхностях отрицательных электродов, которые являются источниками инжекции электронов [71–73]. В газах на шероховатостях формируются так называемые микроплазменные разряды [62–64], приводящие к деградации поверхности [52, 53]. Высокая плотность тока на микронеоднородностях приводит к их локальному нагреву и оплавлению, что при длительном использовании электродов ведет к их полной деградации.

Схожие процессы имеют место и в жидких диэлектриках (ЖД) при наличии электроотрицательной примеси. Например, от игольчатого катода развивается интенсивное струйное ЭГД-течение, сопровождаемое квадратичной вольт-амперной характеристикой (ВАХ) [73]. И это не случайно, так как генерация ионов в темновой области в газах при атмосферном давлении и в растворах ЖД с электроотрицательной примесью имеют одинаковую природу, обусловленную захватом с поверхности катода поверхностных электронов электроноакцепторами (О2 в газах, молекулярным йодом I2, растворенным в ЖД [74, 75]).

Несмотря на многочисленные исследования, мало изученными остаются такие проблемы, как механизм порогового зажигания КР и возникновение темнового тока. Эти эффекты тесно связаны с независимостью напряжения зажигания U* от материала отрицательного электрода. В настоящей работе дается новое толкование указанных проблем на основе активной роли поверхностных процессов, в частности роли ПЭ на катоде. Измеряются напряжения зажигания и влияние КР на деградацию и поверхностную структуру разных типов электродов (Fe, Cu, Al). Для изучения нелинейных эффектов приводятся видео-данные по формированию короны, стримеров. Снимками высокой разрешимости кончиков игл показано, что деградация электродов происходит за счет локальных высокотемпературных процессов. Параллельно изучаются оптические спектры излучения и частоты излучаемого звука в зависимости от прикладываемого напряжения U как в окрестности напряжения зажигания U*, так и при развитом КР.

1. Исследования кр в системе игла–плоскость

1.1. Приготовление электродов. Использовались три типа электродов, изготовленные из проволок углеродистой стали (Fe), меди (Cu) и алюминия (Al). Форма и размеры показаны на рис. 1. Конусы заострений изготавливались на станке, затем дорабатывались вручную под микроскопом и шлифовались наждачной бумагой с размером зерен 10–25 мкм. Средний радиус закруглений кончиков составлял r0 = 22 мкм. Угол заострения равен 30°.

 

Рис. 1. Игольчатые электроды: (а) – общий вид, (б) – форма заострений и кончиков игл (увеличение оптическим микроскопом), (в) – электронное фото кончика Fe-иглы.

 

1.2. Измерение ВАХ и пульсаций тока. Информацию о распределении плотностей зарядов и механизма зажигания КР можно получить из вольт-амперных характеристик. Измерения ВАХ производились в системе электродов отрицательная игла–плоскость при атмосферном давлении. Схема установки представлена на рис. 2. Ток измерялся мультиметром MAS 830L. В режиме измерения темнового тока применялись мультиметр DT9208A и пикоамперметр Keithley 6487. Обратим внимание, что в схеме не используется балластное сопротивление, которое ограничивает ток при появлении пробоя. Сопротивление шунта Rш составляло 224 МОм, сопротивление катушки вольтметра 2.16 кОм. Тарирование показаний стрелочного вольтметра осуществлялось с помощью электростатического киловольтметра С 75.

 

Рис. 2. Схема экспериментальной установки:

В – киловольтметр, А – амперметр.

 

На рис. 3 представлены результаты измерения ВАХ отрицательной короны при различных материалах острийковых электродов и межэлектродных расстояниях h = 10 (рис. 3а) и 7 мм (рис. 3б). Токовые координаты каждой точки графиков определялись средним арифметическим по максимальному и минимальному показаниям прибора. Результаты измерений показали, что в момент появления КР имеют место сильные флуктуации тока и свечения. Появление неустойчивостей обусловлено возникновением АКТ, механизм которых рассмотрен во Введении. Из рис. 3 видно, что напряжение зажигания не зависит от расстояния до анода. Этот эффект согласуется с данными [9] и объясняется следующим образом. Кончик иглы близок к полусфере (рис. 1), поэтому критическая напряженность оценивается как Е* = U* / r0. Согласно ВАХ, имеем U* ~ 3 кВ и при r0 = 22 мкм получаем Е* = 1.3 МВ/см. При таких значениях Е* основным механизмом генерации электронов является холодная эмиссия c микровыступов [13]. Подобные микровыступы оплавляются, хаотически перемещаясь по поверхности кончика катода (см. разд. 1.5). Это, в свою очередь, приводит к флуктуациям тока и свечения в момент зажигания КР.

 

Рис. 3. Усредненные (а), (б) и неусредненные ВАХ (в) при h = 10 (а) и 7 мм (б): 1 – Fe, 2 – Cu, 3 – Al, 4 – область флуктуационной неустойчивости.

 

Неусредненные ВАХ показаны на рис. 3в. В этом случае h = 6 мм, r0 = 200 мкм, использовался источник высокого напряжения Плазон ИВНР-5/50 в режиме линейного возрастания напряжения. Показания тока снимались через каждые 10 В. Из рис. 3в видно, что флуктуации тока имеют нерегулярный характер. Это соответствует нерегулярному появлению инжектирующих электронов с микронеоднородностей на кончиках игл. Рис. 4. показывает пульсации тока во времени при стальной игле и U = 5.3 кВ, h = 10 мм, r0 = 22 мкм, частота пульсаций при длительном горении КР (≥ 1 мин) составляет v ~ 400 Гц. Низкое значение частоты объясняется уплощением кончика иглы при его деградации. Пульсации тока сопровождаются характерным звуковым шипением, спектр которых определяется спектром пульсаций тока. Измерение проведено виртуальным осциллографом в режиме Transient Recorder.

 

Рис. 4. Пульсации тока, обусловливающие излучение звука.

 

Оценки показывают, что механизм зажигания КР в системе отрицательная игла–плоскость с радиусом закругления кончика иглы r0 = 22 мкм связан с эмиссией электронов с кончиков игл. Из рис. 3 следует U* ~ 3 кВ, а напряженность поля зажигания КР на кончиках игл при h = 10 и 7 мм равна E* ≅ U* / r0 = 1.3 МВ/см , при которой развивается холодная эмиссия электронов. Видно, что в пределах U ≅ (3-6) кВ ВАХ линейные, при U > 6 кВ начинает формироваться нелинейность. Эти закономерности показывают, что линейные участки ВАХ соответствуют омической проводимости. Действительно, в воздухе при атмосферном давлении образуются в основном ионы кислорода O–, O–2, порядок подвижности b которых в инертных газах и газе O2 составляет b ≅ 20 см2/ (В с) ([14], с. 415, 416). Типичная скорость движения заряженной струи от иглы имеет порядок до 11 м/c при U = 15.8 кВ и h ~ 1 см [26]. Дрейфовая скорость ионов V = bE на расстоянии от кончика иглы x = 2 мм и U = 3 кВ (E = 10 кВ/ см) составляет ~2 км/c, что значительно превышает конвективную составляющую тока. Поэтому плотность тока в центральной части струи при постоянной генерации зарядов в ионизационной зоне пропорциональна напряженности поля, что и обусловливает линейность ВАХ при U ≅ (3-6) кВ.

1.3. Развитие КР и нелинейные эффекты в стримерах. Как отмечено во Введении, с развитием ионизационных процессов изменяется цвет свечения КР, по которому можно судить о типах ионов и их распределении в ионизационной зоне. Результаты изменения характера свечения КР при Fe-электроде и h = 10 мм представлены на рис. 5.

 

Рис. 5. Развитие КР с увеличением напряжения на кончике иглы (Fe) при h = 10 мм: (а) – U = 5.3 кВ, (б) – 5.7, (в) – 6.4, (г) – 7.6, (д) – 11.6.

 

Измерения показали, что в пределах напряжений 0 ≤ U ≤ U* наблюдается так называемый темновой ток, при котором отсутствует свечение. При U = U* = 5.3 кВ вначале появляется сине-голубое свечение (рис. 4а), яркость которого усиливается по мере увеличения напряжения U. Используя [5], можно сделать вывод, что при U ∼ U* начинают образовываться отрицательные ионы кислорода O–, O–2. При этом в момент зажигания цвет короны голубой, т.е. в КР преобладают ионы O–2. С повышением U до 5.7 кВ на кончике иглы появляется яркое белое свечение, окруженное голубым (рис. 4б). Это свечение показывает, что вблизи кончика острия начинает излучаться сплошной белый спектр, т.е. в этой области происходит интенсивная ионизация молекул азота и кислорода. С дальнейшим увеличением U размеры белого и голубого свечений возрастают (рис. 4в–4д). При этом в области напряжений U = 6.4–7.6 кВ на границах белого свечения и появляются бело-голубые пятна (рис. 4в, 4г). Это указывает на неравномерность ионизационных процессов в ионизационной зоне КР. Наконец, в области сильных полей область белого свечения окружена пурпурным слоем (рис. 4г), что свидетельствует о преобладании ионов азота в области пурпурного свечения [5]. Отметим, что подобные картины развития КР наблюдаются и при электродах из Cu и Al.

Известно, что при диаметрах стержней в несколько мм и больших углах заострений, например α ≥ 30о, стримеры не образуются [9]. Наблюдения авторов подтверждают эту закономерность. Стримеры можно видеть при тонких (швейных) иглах с малыми углами α либо при слабо искривленных электродах с поверхностными дефектами (см. ниже). Например, в системе отрицательная игла–кольцо с межэлектродным расстоянием 1.2 см и напряжением 5 кВ на кончике иглы образуется сферическая ионизационная область, из которой вытягивается цепочечный стример (рис. 6). Видно, что верхняя часть зоны ионизации и начало стримера имеют пурпурный оттенок, а вдоль стримера он изменяется от светло-фиолетового до светло-синего. Это показывает, что начало стримера обогащено положительными ионами азота, а верхняя часть – отрицательными ионами кислорода. Цепочечная структура стримера изменяется с течением времени и, по мнению авторов, объясняется пульсациями тока или газодинамической неустойчивостью.

 

Рис. 6. Структура стримера в системе электродов игла–кольцо: 1 – игла, 2 – цепочечный стример, 3 – изменение короны с повышением напряжения (слева направо); цвета: б – белый, с – синий, ф – фиолетовый, сс – светло-синий.

 

1.4. Измерение спектров КР. Одновременно с анализом появления и развития КР производилось измерение спектральных характеристик спектрометром HR2000+ (Ocean Optic). Результаты измерений в окрестности напряжения зажигания U ∼ U* и выше представлены на рис. 7а. Видно, что спектр дискретный и происходит в основном УФ-излучение за счет возбуждения молекул N2. При развитом коронном разряде (U = 6 кВ) появляются сплошной видимый и ИК-спектры с усилением ИК-излучения. Эти данные согласуются с результатами работы [46], в которой измерялся спектр излучения отрицательной иглы в воздухе при атмосферном давлении в темновой области, т.е. при U ≤ U*. Из рис. 7 следует, что интенсивность УФ-излучения преобладает и в области U > U*, т.е. при развитом КР.

 

Рис. 7. Спектры излучения КР в темновой (а) и видимой частях спектра (б); по вертикали – произвольные единицы измерения интенсивности.

 

1.5. Деградация игл. Зажигание КР сопровождается распылением кончиков отрицательных игл (рис. 8). Наиболее интенсивное разрушение в течение 10 мин наблюдается у Cu- и Al-игл, а у Fe-иглы разрушается только верхушка кончика, причем на боковой стороне кончика образуются две зоны: без оксидной пленки (рис. 8в; зона А) и с оксидной пленкой с характерными цветами побежалости (рис. 8в; зона B). Фото электронного микроскопа показало, что на поверхности кончика Fe-иглы происходит оплавление и образуются кратеры (рис. 8г). Эти данные демонстрируют, что металлические электроды с высокой температурой плавления более устойчивы к деградации под действием КР.

 

Рис. 8. Деградация электродов (вид сбоку): (а) – форма кончиков, (б) – до КР, (в) – после КР в течение 10 мин, (г) – оплавление кончика Fe-иглы (вид сверху).

 

2. Исследования кр в системе шарик–плоскость

2.1. ВАХ при зажигании КР. Исследования с мало искривленными электродами интересны тем, что механизм зажигания КР не связан с холодной эмиссией электронов, а обусловлен появлением отрицательных ионов за счет захвата ПЭ кислородом или при плазмохимических поверхностных реакциях. В качестве таких электродов можно использовать металлические шарики [57]. В данном случае в качестве катода использовался стальной шарик диаметром 2 мм, в качестве анода – стальная пластина. ВАХ снимались при расстояниях h = 7 и 4 мм. Результаты измерений ВАХ представлены на рис. 9.

 

Рис. 9. ВАХ шарика: 1 – h = 7 мм, 2 – 4 мм.

 

ВАХ на рис. 9 подобны ВАХ игольчатых катодов (рис. 3), что показывает идентичность ионизационных процессов. Именно генерация зарядов происходит в приэлектродной зоне свечения КР, развитие которой при увеличении напряжения показано на рис. 10. Из рис. 10а видно, что при h = 7 мм и средней напряженности E = U/h ≈ 11 кВ/см на поверхности шарика возникает тонкий ионизационный слой, а с повышением напряженности до E ≈ 13 кВ/см появляется точечная зона свечения (рис. 10б). С дальнейшим повышением напряжения число светящихся точек увеличивается (рис. 10в, E ≈ 15 кВ/ см), причем наблюдаются их хаотические перемещения по поверхности шарика. Этот эффект обусловлен процессом хаотического оплавления микробугорков и появлением микрократеров на поверхности шарика (рис. 10г), которые образуются на металлическом катоде в сильных полях даже в вакууме [15].

 

Рис. 10. Развитие ионизационной зоны шарика.

 

2.2. ВАХ в темновой области. Использование катода в форме шарика увеличивает площадь поверхностных ионизационных процессов, что позволяет измерять ВАХ в темновом режиме. Измерения ВАХ проводились при межэлектродном расстоянии 0.2 мм от анода (рис. 11а) пикоамперметром Keithley 6487. Результаты измерений представлены в таблице, ВАХ темнового тока – на рис. 11б, причем максимальная напряженность поля в межэлектродном зазоре вычислялась как Emax = U/h. ВАХ темнового тока показывает на поверхности катода медленное спадание тока (рис. 11б), которое может быть объяснено адсорбцией молекул кислорода О2 по концепции формирования импульсов Тричеля [1]. Далее происходит реакция захвата ПЭ с образованием отрицательных ионов O–2 по реакции О2 + es– → O–2 и одновременное окисление поверхности. Это приводит к снижению концентрации ПЭ и, как следствие, уменьшению тока. Отметим, что на поверхности шарикового катода даже в режиме развитого КР максимальная напряженность Emax значительно меньше полей, при которых имеет место холодная эмиссия (см. таблицу). Поэтому в темновой токовой области холодная эмиссия может протекать только на микронеоднородностях чрезвычайно малых размеров, заостренность которых из-за процессов оплавления исчезает (рис. 10г). Как следствие, холодная эмиссия в процессе образования ионов O–2 не может играть определяющей роли. Наиболее вероятным, по мнению авторов, является генерация ионов O–2 при захвате ПЭ электронов с катода. Теория этого процесса будет обсуждаться в продолжении данной работы.

 

Рис. 11. Электродная система для измерения (а) и ВАХ (б) темнового тока: 1 – ВАХ в начальный момент времени, 2 – через 15 с.

 

Усредненные результаты измерений ВАХ темновой области

U, B

Еmax, кВ/см

J, пA,

t = 0 c

J, пA,

t = 15 c

300

15

2.1

1.0

400

20

6.0

2.5

500

25

10.8

3.8

600

30

12,0

5.1

700

35

13.5

7.0

 

Заключение

Зажигание отрицательного КР при малых радиусах кончиков заострений игл (r0 составляет менее десятков мкм) обусловлено холодной эмиссией электронов с последующей ударной ионизацией нейтральных молекул. При слабо искривленных электродах появление отрицательного КР обусловлено захватом ПЭ электроотрицательными молекулами газа с последующими плазмохимическими реакциями. Формирование ПЭ зависит от множества факторов: наличия и структуры оксидных пленок (шероховатости, дефекты и т.д.), определяющих работу выхода электронов и формирующих локальные поля на кончиках микроостриев. Стримеры в КР при игольчатых электродах появляются только при малых углах заострения, а при больших (≥ 30°) не образуются. При слабо изогнутых электродах на поверхностных дефектах появляются микроразряды, которые с повышением напряжения трансформируются в стримеры. Нелинейные эффекты при движении зарядов в стримере могут формировать цепочечную структуру распределения плотности зарядов вдоль стримера (аналог эффекта Ганна в полупроводниках). По результатам измерения темновых отрицательных ВАХ можно определять концентрацию ПЭ и инжекционные токи. С течением времени электроды деградируют за счет появления локального высокотемпературного нагрева. Деградация усиливается с повышением напряжения, что выражается в распылении кончиков заострений, и происходит оплавление поверхности электрода. В темновой области отрицательного КР (U < U*) излучаются фотоны в УФ-спектре, а при U > U*, кроме УФ-фотонов, излучаются фотоны в видимой и ИК-областях спектра (U* – напряжение зажигания КР). Флуктуации свечения обусловлены хаотической динамикой формирования инжекционных центров (оплавленных бугорков – эктонов) на поверхности коронирующего электрода. Зажигание КР сопровождается низкочастотным излучением звука с частотой порядка 400 Гц.

Исследование выполнено при финансовой поддержке Министерства образования и науки РФ (госзадание № 0851-2020-0035), в рамках реализации программы стратегического академического лидерства «Приоритет-2030» (соглашение № 075-15-2021-1213).

Авторы признательны сотрудникам наноцентра ЮЗГУ А.П. Кузьменко и М.А. Пугачевскому за стимулирующую поддержку и благодарны М.А. Пугачевскому за измерение спектральных характеристик КР.

×

作者简介

А. Жакин

ФГБОУВО «Юго-Западный государственный университет»

编辑信件的主要联系方式.
Email: zhakin@mail.ru
俄罗斯联邦, г. Курск

А. Кузько

ФГБОУВО «Юго-Западный государственный университет»

Email: kuzko@mail.ru
俄罗斯联邦, г. Курск

参考

  1. Леб Л. Основные процессы электрических разрядов в газах. М.–Л.: Гостехиздат, 1950. 672 c.
  2. Weissler G.L. Positive and Negative Point-to-plane Corona in Pure and Impure Hydrogen, Nitrogen, and Argon // Phys. Rev. 1943. V. 63(3-4). P. 96.
  3. Клярфельд Б.Н., Гусева Л.Г., Покровская-Соболева А.С. Тлеющий разряд при низких давлениях и плотностях тока до 0.1 А/см 2 // ЖТФ. 1966. Т. 36. № 4. С. 704.
  4. Смирнов Б.М. Отрицательные ионы. М.: Атомиздат, 1978. 176 с.
  5. Thompson J.B. Electron Energy Distribution in Plasmas. IV. Oxygen and Nitrogen // Proc. Roy. Soc. (London). 1961. V. A 262. P. 503.
  6. Thompson J.B. The Ion Balance of the d.c. Glow Discharge // Proc. Roy. Soc. (London). 1961. V. A 262. P. 519.
  7. Twiddy N.D. Electron Energy Distributions in Plasmas. III. The Cathode Regions in Hellion, Neon and Argon // Proc. Roy. Soc. (London). 1961. V. A 262. P. 379.
  8. Френсис Г. Ионизационные явления в газах. М.: Атомиздат, 1964. 207 с.
  9. Мик Дж., Крегс Дж. Электрический пробой в газах. М.: Изд-во иностр. лит., 1960. 605 с.
  10. Lama W.L., Gallo C.F. Systematic Study of the Electrical Characteristics of the Trichel Current Pulses from Negative Needle-to-plane Coronas // J. Appl. Phys. 1974. V. 45. P. 103.
  11. Sigmond R.S. Electrical Breakdown of Gases. N.Y.: Wiley, 1978. 319 p.
  12. Брюининг Г. Физика и применение вторичной электронной эмиссии. М.: Сов. радио, 1958. 192 c.
  13. Добрецов Л.Н., Гомоюнова М.В. Эмиссионная электроника. М.: Наука, 1966. 564 с.
  14. Смирнов Б.М. Физика слабоионизованного газа. В задачах с решениями. М.: Наука; Гл. ред. физ.-мат. лит., 1985. 424 с.
  15. Мнацаканян А.Х., Найдис Г.В., Солозобов Ю.М. К теории коронного разряда в нагретом воздухе // ТВТ. 1986. Т. 24. № 6. С. 1060.
  16. Мнацаканян А.Х., Найдис Г.В. Процессы образования и гибели частиц в азотно-кислородной плазме // Химия плазмы. Сб. ст. Вып. 14 / Под общ. ред. Смирнова Б.М. М.: Энергоиздат, 1987. C. 296.
  17. Александров Н.Л., Высикайло Ф.И., Исламов Р.Ш., Кочетов И.В., Напартович А.П., Певгов В.Г. Функция распределения электронов в смеси N 2 : O 2 = = 4 :1 // ТВТ. 1981. Т. 19. № 1. С. 22.
  18. Верещагин И.П. Коронный разряд в аппаратах электронно-ионной технологии. М.: Энергоатомиздат, 1985. 160 c.
  19. Рубашов И.Б., Бортников Ю.С. Электрогазодинамика. М.: Атомиздат, 1971. 168 c.
  20. Филиппов Ю.В., Вобликова В.А., Пантелеев В.И. Электросинтез озона. М.: Изд-во МГУ, 1987. 237 с.
  21. Сирота Т.В., Сафронова В.Г., Амелина А.Г. и др. Влияние отрицательных аэроинов на органы дыхания и кроветворения // Биофизика. 2008. Т. 53. № 5. С. 886.
  22. Nagato K., Matsui Y., Miyata T., Yamauchi T. An Analysis of the Evolution of Negative Ions Produced by a Corona Ionizer in Air // Int. J. Mass Spectrometry. 2006. V. 248. Iss. 3. P. 142.
  23. Farouk T. Modeling and Simulations of DC and RF Atmospheric Pressure Non-thermal Micro Plasma Discharges: Analysis and Applications // A Thesis Submitted to the Faculty of Drexel University. 2009. 352 p.
  24. Sattari Paria. FEM-FCT Based Dynamic Simulation o f Trichel Pulse Corona Discharge in Point-Plane Configuration // Electronic Thesis and Dissertation Repository. 2011. https://ir.lib.uwo.ca/etd/215
  25. Dordizadeh P. Numerical and Experimental Study of the Trichel Pulses in Needle-plane Geometry // Electronic Thesis and Dissertation Repository. Western University (Scholarship@Western). 2016. https: // Ir.Lib.Uwo.ca/Etd/4167
  26. Стишков Ю.К., Самусенко А.В., Ашихмин И.А. Коронный разряд и электрогазодинамические течения в воздухе // УФН. 2019. Т. 188. № 12. С. 1331.
  27. Asipuela A., Iv á ncsy T. Study and Numerical Simulation of Negative and Positive Corona Discharge: A Review. Periodica Polytechnica // Electrical Engineering and Computer Science. 2022. V. 66. № 3. P. 294.
  28. Salah Walid S., Gazeli O., Lazarou C. et al. Investigation of Negative Corona Discharge Trichel Pulses for a Needle-plane Geometry Via Two Numerical 2D Axisymmetric Models //AIP Adv. 2022. V. 12. P. 105123.
  29. Dordizadeh P., Adamiak K., Castle P. Study of the Impact of Photoionization on Negative and Positive Needle-plane Corona Discharge in Atmospheric Air // Plasma Sources Sci. Technol. 2016. V. 25. P. 065009.
  30. Tran T.N., Golosnoy I.O., Lewin P.L., Georghiou G.E. Numerical modelling of negative discharges in air with experimental validation // J. Phys. D: Appl. Phys. 2011. V. 44 (1). P. 15203.
  31. Sui J., Panlong A., Liu Z. The Research on the Microscopic Mechanism and Dynamical Characteristics of DC Positive Corona Discharge in Pure O 2 // IEEE Access. 2021. V. 9. doi: 10.1109/ACCESS.2021.3125855.
  32. Morrow R. Theory of Negative Corona in Oxygen // Phys. Rev. A. 1985. V. 32. P. 1799.
  33. Morrow R. The Theory of Positive Glow Corona // J. Phys. D: Appl. Phys. 1997. V. 30. P. 3099.
  34. Yanallah K., Pontiga F., Castellanos A. Numerical Simulation of an Oxygen-fed Wire-to-cylinder Negative Corona Discharge in the Glow Regime // J. Phys. D: Appl. Phys. 2011. V. 44. № 5. P. 55201.
  35. Akishev Y.S., Grushin M.E., Karal’nik V.B., Trushkin N.I. Pulsed Mode of a Negative Corona in Nitrogen. I. Experiment // Plasma Phys. Rep. 2001. V. 27. № 6. P. 520.
  36. Akishev Y.S., Grushin M.E., Karal’nik V.B., Trushkin N.I. Pulsed Mode of a Negative Corona in Nitrogen. II. Numerical Calculations // Plasma Phys. Rep. 2001. V. 27. № 6. P. 532.
  37. Zhang Yu, Qing Xia, Zhaorui Jiang, Jiting Ouyang. Trichel Pulse in Various Gases and the Key Factor for its Formation // Sci. Rep. 2017. V. 7. 10135. doi: 10.1038/s41598-017-10118-2.
  38. Č ern á k M., Hosokawa T. Similarities between the Initial Phase of a Transient Nonuniform Glow Discharge in Nitrogen and the Negative Corona Trichel Pulse Formation in an Electronegative Gas // Appl. Phys. Lett. 1988. V. 52(3). P. 185.
  39. Č ern á k M., Hosokawa T. The First Trichel Pulse of Negative Corona Discharge in N 2 with a Small Admixture of SF 6 // Czech. J. Phys. B. 1989. V. 39 (9). P. 1032.
  40. Lu B.X., Zhu J.J. Comparison of Discharge Mechanism of Negative Corona between Hyperboloid and Hemispherical Electrodes // IP Advances. 2018. V. 8. P. 125206.
  41. Shaygani A., Adamiak K. Numerical Approaches in Simulating Trichel Pulse Characteristics in Point-plane Configuration // J. Phys. D.: Appl. Phys. 2023. V. 56. P. 385202.
  42. Akishev Y.S, Grushin M.E., Kochetov I.V. et al. Negative Corona, Glow and Spark Discharges in Ambient Air and Transitions between Them // Plasma Sources Sci. Tech. 2005. V. 14(2). P. 18.
  43. Chen X., Lan L., Lu H. et al. Numerical Simulation of Trichel Pulses of Negative DC Corona Discharge Based on a Plasma Chemical Model // J. Phys. D.: Appl. Phys. 2017. V. 50. № 39. P. 5202.
  44. Kokovin A.O., Kozyrev A.V., Kozhevnikov V.Yu. Simulation of Negative Corona Discharge in Atmospheric Air: from Mode of Trichel Pulses to Stationary Discharge // J. Phys. Conf. Ser. 2021. 2064 012024.
  45. Xia Q., Zhang Y., Feng H. et al. Comparison between Trichel Pulse in Negative Corona and Self-pulsing in Other Configurations // Phys. Plasmas. 2018. V. 25. P. 023506.
  46. Feng Y., Cai Z., Yuan S. et al. Investigating the Influence of Free-Electron Pulses and Neutral Excited Species Formation on Discharge Development: By PD Quantum Optics Analysis and Plasma Simulation // IEEE Access. 2024. V. 12. 54510. doi: 10.1109/IEEE ACCESS.2024.3387872.
  47. Zhang X., Liu H., Ren J. et al. Fourier Transform Infrared Spectroscopy Quantitative Analysis of SF6 Partial Discharge Decomposition Components // J. Spectrochim. Acta Part A: Mol. Biomol. Spectroscopy. 2015. V.136. P. 884.
  48. Zhao Y., Wang X., Dai D. et al. Partial Discharge Early-warning Through Ultraviolet Spectroscopic Detection of SO 2 // J. Measurement Sci. Technol. 2014. V. 25(3). P. 035002.
  49. Luo Z.-C., Han F.-Y., Tang B. et al. Optical Properties and Decomposition Mechanisms of SF 6 at Different Partial Discharge Determined by Infrared Spectroscopy // J. AIP Advances. 2018. V. 8. P 6.
  50. Tang B., Han D., Li Y. et al. Analysis on Characteristic Emission Spectrum of SF6 under 50 Hz AC Corona Discharge[C] // IEEE Electrical Insulation Conf. (EIC). IEEE. 2021. P. 711.
  51. Xia C., Ren M., Chen R. et al. Multispectral Optical Partial Discharge Detection, Recognition, and Assessment // IEEE Trans. Instrum. Meas. 2022. V. 71. P. 1.
  52. Montanari G.C. Aging and Life Models for Insulation Systems Based on PD Detection // IEEE Trans. Dielectr. Electr. Insul. 1995. V. 2. № 4. P. 667.
  53. Sun H., Huang S., Wang Q. et al. Characteristics of Negative Corona Discharge in Air at Various Gaps // IEEE Transactions Plasma Sci. 2018. V. 47. № 1. P. 736.
  54. Liu L., Becerra M. An Efficient Model to Simulate Stable Glow Corona Discharges and Their Transition into Streamers // J. Phys. D: Appl. Phys. 2017. V. 50. № 10. P. 105204.
  55. Chen S., Nobelen Y., Nijdam S. A Self-consistent Model of Ionic Wind Generation by Negative Corona Discharges in Air with Experimental Validation // Plasma Sources Sci. Technol. 2017. V. 26. № 9. P. 095005.
  56. Guan Y., Vaddi R.S., Aliseda A., Novosselov I.V. Experimental and Numerical Investigation of Electrohydrodynamic Flow in a Point-to-ring Corona Discharge // Phys. Rev. Fluids. 2018. V. 34. P. 043701.
  57. Самусенко А.В., Стишков Ю.К. Электрофизические процессы в газах при воздействии сильных электрических полей. Уч.-метод. пособ. СПб.: ВВМ, 2012. 592 с.
  58. Ватажин А.Б., Грабовский В.И., Лихтер В.А., Шульгин В.И. Электрогазодинамические течения. М.: Наука, 1983. 344 с.
  59. Tsubone H., Ueno J., Komeili B. et al. Flow Characteristics of dc Wire-non-parallel Plate Electrohydrodynamic Gas Pumps // J. Electrostatics. 2008. V. 66. P. 115.
  60. Chang J.S., Tsubone H., Chun Y.N. et al. Mechanism of Electrohydrodynamically Induced Flow in a Wire-non-parallel Plate Electrode Type Gas Pump // J. Electrostatics. 2009. V. 67. P. 335.
  61. Zheng C., Xuefeng Z., Yang Z. et al. Numerical Simulation of Corona Discharge and Particle Transport Behavior with the Particle Space Charge Effect // J. Aerosol Sci. 2018. V. 118. P. 22.
  62. Eijkel J.C.T., Stoeri H., Manz A. A dc Microplasma on a Chip Employed as an Optical Emission Detector for Gas Chromatography // Analytical Chem. 2000. V. 72. P. 2547.
  63. Iza F., Hopwood J. Low-power Microwave Plasma Source Based on a Microstrip Split-ring Resonator // IEEE Transactions Plasma Sci. 2003. V. 31. № 4. P. 782.
  64. Moselhy M., Shi W., Stark R.H. et al. A Flat Glow Discharge Excimer Radiation Source // IEEE Tran-sactions Plasma Sci. 2002. V. 30. № 1. P. 198.
  65. Pancheshnyi S. Role of Electronegative Gas Admixtures in Streamer Start, Propagation and Branching Phenomena // Plasma Sources Sci. Technol. 2005. V. 14. P. 645.
  66. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. 3-е изд. испр. доп. М.: Интеллект, 2009. 736 c.
  67. Мишугин А.М., Самусенко А.В., Стишков Ю.К. Задержка зажигания коронного разряда, вызванная недостатком затравочных электронов // Электронная обработка материалов. 2016. № 52(6). С. 44.
  68. Осипов В.В. Самостоятельный объемный разряд // УФН. 2000. Т. 170. № 3. С. 325.
  69. Добровольский В.Н., Литовченко В.Г. Перенос электронов и дырок у поверхности полупроводников. Киев: Наукова думка, 1985. 191 c.
  70. Волков В.А., Петров В.А., Сандомирский В.Б. Поверхность с высокими кристаллографическими индексами – сверхрешетка для двумерных электронов // УФН. 1980. Т. 31. № 3. P. 423.
  71. Литвинов Е.А., Месяц Г.А., Проскуровский Д.И. Автоэмиссионные и взрывоэмиссионные процессы при вакуумных разрядах // УФН. 1983. Т. 139. Вып. 2. С. 265.
  72. Месяц Г.А. Эктон – лавина электронов из металла // УФН. 1995. T. 165. № 6. C. 601.
  73. Жакин А.И., Кузько А.Е. Исследование электропроводности и ЭГД-течений слабо концентрированного раствора трансформаторного масла с электроноакцепторной примесью (йодом) // Электронная обработка материалов. 2023. № 59(3). C. 32.
  74. Жакин А.И. Приэлектродные и переходные процессы в жидких диэлектриках // УФН. 2006. Т. 176. № 3. С. 289.
  75. Zhakin A.I. Surface Electrons: Theory and EHD Application // Surface Eng. Appl. Electrochem. 2023. № 59 (5). P. 601.

补充文件

附件文件
动作
1. JATS XML
下载
2. Fig. 1. Needle electrodes: (a) – general view, (b) – shape of needle points and tips (magnification with an optical microscope), (c) – electron photo of the tip of the Fe needle.

下载 (27KB)
索引源数据
3. Fig. 2. Schematic diagram of the experimental setup: B – kilovoltmeter, A – ammeter.

下载 (7KB)
索引源数据
4. Fig. 3. Averaged (a), (b) and non-averaged I-V characteristics (c) at h = 10 (a) and 7 mm (b): 1 – Fe, 2 – Cu, 3 – Al, 4 – fluctuation instability region.

下载 (30KB)
索引源数据
5. Fig. 4. Current pulsations causing sound emission.

下载 (8KB)
索引源数据
6. Fig. 5. Development of CR with increasing voltage at the tip of the needle (Fe) at h = 10 mm: (a) – U = 5.3 kV, (b) – 5.7, (c) – 6.4, (d) – 7.6, (d) – 11.6.

下载 (21KB)
索引源数据
7. Fig. 6. Streamer structure in the needle-ring electrode system: 1 – needle, 2 – chain streamer, 3 – change in corona with increasing voltage (from left to right); colors: b – white, c – blue, f – violet, cc – light blue.

下载 (28KB)
索引源数据
8. Fig. 7. Raman emission spectra in the dark (a) and visible parts of the spectrum (b); vertical – arbitrary units of intensity measurement.

下载 (32KB)
索引源数据
9. Fig. 8. Electrode degradation (side view): (a) – tip shape, (b) – before Raman scattering, (c) – after Raman scattering for 10 min, (d) – melting of the Fe needle tip (top view).

下载 (28KB)
索引源数据
10. Fig. 9. I–V characteristic of the ball: 1 – h = 7 mm, 2 – 4 mm.

下载 (11KB)
索引源数据
11. Fig. 10. Development of the ionization zone of the ball.

下载 (29KB)
索引源数据
12. Fig. 11. Electrode system for measuring (a) and I-V characteristics (b) of dark current: 1 – I-V characteristics at the initial moment of time, 2 – after 15 s.

下载 (15KB)
索引源数据

版权所有 © Russian Academy of Sciences, 2024

Согласие на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика»

1. Я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных»), осуществляя использование сайта https://journals.rcsi.science/ (далее – «Сайт»), подтверждая свою полную дееспособность даю согласие на обработку персональных данных с использованием средств автоматизации Оператору - федеральному государственному бюджетному учреждению «Российский центр научной информации» (РЦНИ), далее – «Оператор», расположенному по адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А, со следующими условиями.

2. Категории обрабатываемых данных: файлы «cookies» (куки-файлы). Файлы «cookie» – это небольшой текстовый файл, который веб-сервер может хранить в браузере Пользователя. Данные файлы веб-сервер загружает на устройство Пользователя при посещении им Сайта. При каждом следующем посещении Пользователем Сайта «cookie» файлы отправляются на Сайт Оператора. Данные файлы позволяют Сайту распознавать устройство Пользователя. Содержимое такого файла может как относиться, так и не относиться к персональным данным, в зависимости от того, содержит ли такой файл персональные данные или содержит обезличенные технические данные.

3. Цель обработки персональных данных: анализ пользовательской активности с помощью сервиса «Яндекс.Метрика».

4. Категории субъектов персональных данных: все Пользователи Сайта, которые дали согласие на обработку файлов «cookie».

5. Способы обработки: сбор, запись, систематизация, накопление, хранение, уточнение (обновление, изменение), извлечение, использование, передача (доступ, предоставление), блокирование, удаление, уничтожение персональных данных.

6. Срок обработки и хранения: до получения от Субъекта персональных данных требования о прекращении обработки/отзыва согласия.

7. Способ отзыва: заявление об отзыве в письменном виде путём его направления на адрес электронной почты Оператора: info@rcsi.science или путем письменного обращения по юридическому адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А

8. Субъект персональных данных вправе запретить своему оборудованию прием этих данных или ограничить прием этих данных. При отказе от получения таких данных или при ограничении приема данных некоторые функции Сайта могут работать некорректно. Субъект персональных данных обязуется сам настроить свое оборудование таким способом, чтобы оно обеспечивало адекватный его желаниям режим работы и уровень защиты данных файлов «cookie», Оператор не предоставляет технологических и правовых консультаций на темы подобного характера.

9. Порядок уничтожения персональных данных при достижении цели их обработки или при наступлении иных законных оснований определяется Оператором в соответствии с законодательством Российской Федерации.

10. Я согласен/согласна квалифицировать в качестве своей простой электронной подписи под настоящим Согласием и под Политикой обработки персональных данных выполнение мною следующего действия на сайте: https://journals.rcsi.science/ нажатие мною на интерфейсе с текстом: «Сайт использует сервис «Яндекс.Метрика» (который использует файлы «cookie») на элемент с текстом «Принять и продолжить».