Плазменный механизм пробоя газов высокого давления тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ. Микроплазменный пробой

Большая Энциклопедия Нефти и Газа, статья, страница 2

Микроплазма

Cтраница 2

Современная наука знает о микроплазме весьма мало. В некоторых кремниевых переходах характеристика лавинного пробоя не является гладкой, а состоит из нескольких ломаных отрезков прямых линий, по крайней мере, двух различных типов. Это и другие явления в настоящее время еще непонятны. [16]

Взаимосвязи наличия дефектов и появления микроплазм посвящено большое количество работ, однако природа микроплазменного эффекта, пространственная структура микроплазм окончательно не выяснены. [17]

С ростом тока пробоя число микроплазм растет вплоть до однородного покрытия ими всей площади. [18]

Большой интерес представляет применение так называемой микроплазмы, например для прецизионной резки и сварки высокотемпературной тонкой струей - лучом плазмы. Это достигается малым объемом и высоким давлением в камере ( до 5 МПа), а также расширяющейся формой сопла. [19]

Рассматриваемый шум объясняется возникновением и рассасыванием микроплазм. Процессы в микроплазмах аналогичны процессам при пробое по всему переходу. При возникновении микроплазмы на этом участке появляется отрицательное сопротивление и напряжение падает; при рассасывании микроплазмы напряжение снова возрастает. [20]

Эти флуктуации вызываются образованием и возникновением микроплазм - микроучастков перехода, в которых развивается пробой, Это могут быть так называемые слабые места перехода: локальные концентрации примесей, механические напряжения, металлические включения и др. Пробой в микроплазмах носит неустойчивый, прерывистый характер. Эффективное напряжение шума на стабилитроне ( при питании его от генератора тока) достигает нескбльких сотен микровольт. Спектр шума - равномерный в диапазоне частот от 0 до 20 кгц. [21]

Чтобы избежать пробоя на дефектах ( микроплазмах, для лавинных фотодиодов необходимо изготовление высококачественных переходов. На практике нежелательные эффекты пробоя ограничивают как толщину собственной области, так и площадь фотодиодов. [22]

Согласно модели, разработанной в [50], микроплазма характеризуется следующими величинами: вероятностью включения в единицу времени, вероятностью выключения в единицу времени, экстраполированным напряжением пробоя и последовательным сопротивлением микроплазмы Rs. [24]

Так, характеристики ЛПД-диодов ухудшаются вследствие возникновения микроплазмы. Последние же возникают главным образом в местах осаждения примесей и на примесных атмосферах дислокаций. Повышение уровня очистки материалов позволило бы освоить изготовление новых функциональных приборов, например акустико-электрических усилителей, в которых используются поверхностные акустические волны в ниобате лития с полупроводниковыми покрытиями. [25]

Напряжение пробоя диода ( напряжение пробоя самой низковольтной микроплазмы) зависит от площади вследствие статической природы микроплазменного пробоя. [27]

Если обратное напряжение повышается, то постепенно включаются более высоковольтные микроплазмы, причем число включенных микроплазм линейно увеличивается с ростом обратного тока. При определенной плотности тока условие д / 0бр - const перестает выполняться, так как величина RR при высоких плотностях тока ( 0 4 А / мм2 и более) стремится к постоянному значению. В этом случае скорость роста включенных микроплазм замедляется. [28]

Де Ори пробое перехода начинается сильное лавинное умножение, получили название микроплазм. Такие микроллазмы могут возникать вблизи уже упомянутых структурных нарушений или дефектов, где может происходить концентрация электрического иоля. Если при этом достаточно быстро снять приложенное напряжение, то переход сохранит в значительной степени свои свойства, но при повторном прикладывании напряжения пробой начнется значительно раньше. Если напряжение, вызывающее пробой, поддерживать достаточно долго ( ограничивая при этом ток) или подавать его хотя и кратковременно, но многократно, то характеристики перехода изменятся существенным образом - его обратный ток возрастет, а пробивное напряжение резко снизится, причем пробой будет носить так называемый мезоплаз-менный характер: область развития пробоя будет иметь размеры значительно больше, чем у микроплазм, а наблюдаемое свечение будет гораздо менее ярким. Подобное предположение подтверждается тем, что свечение наблюдается спустя некоторое время после отключения питающего напряжения. [29]

Дальнейшее повышение обратного напряжения приводит к тому, что лавинный пробой в наиболее низковольтной микроплазме переходит в тепловой и наступает разрушение р-л-перехода на этом участке вентиля. [30]

Страницы: 1 2 3 4

www.ngpedia.ru

Большая Энциклопедия Нефти и Газа, статья, страница 3

Микроплазма

Cтраница 3

При попадании в объем микроплазмы свободного носителя заряда происходит лавинообразное возрастание тока через микроплазму ( включение микроплазмы), величина которого зависит от сопротивлений нагрузки и микроплазмы. Через некоторый промежуток времени этот процесс повторяется, поэтому обратный ток имеет форму повторяющихся импульсов, длительность и частота следования которых зависят от приложенного напряжения и тока через микроплазму. При обратных токах, превышающих единицы миллиампер, выключение микроплазмы практически не происходит. [31]

Развитие пробоя происходит не одновременно по всей площади р-п перехода, а в отдельных микроплазмах. Это вызывает дополнительную нестабильность М и увеличивает шумы. Перечисленные недостатки в сочетании с разбросом параметров у отдельных образцов ограничивают применение лавинных фотодиодов. [32]

Меньший разброс удельного сопротивления и более низкоомный кремний способствуют тому, что напряжение пробоя первых микроплазм, по которым происходит разрушение прибора, мало отличается от напряжений пробоя основной массы микроплазм. Анализ полученных в [72] зависимостей показывает, что при использовании однородного, с меньшим разбросом и низкоомного кремния увеличение площади приводит к более эффективному увеличению устойчивости к перенапряжениям и участок насыщения зависимости тока перегрузки от площади наступает при больших значениях тока и площади. Эти зависимости позволяют выбрать предельную величину площади р - n - перехода, которую еще целесообразно использовать в конструкциях лавинных диодов. [34]

Экспоненциальный рост тока с увеличением напряжения имеет место до тех пор, пока количество включенных микроплазм N-Rs / Kx растет линейно с током. [35]

Процесс лавинного пробоя р - n - перехода большой площади является процессом пробоя большого количества отдельных микроплазм. Динамическое сопротивление и вольт-амперная характеристика при этом определяются двумя факторами: увеличением количества включенных микроплазм с ростом напряжения и величинами их последовательных сопротивлений. [36]

Вероятность включения P0i выражается как произведение частоты, с которой появляются свободные носители заряда п области микроплазмы, на вероятность того, что пришедший свободный носитель начнет лавинный процесс. [38]

В блоке питания размещена электроника для электроснабжения и для управления лазером, а также для возбуждения микроплазмы между угольными электродами. От блока питается также осветитель микроскопа и электродвигатель вентилятора для охлаждения импульсной лампы. Напряжение для импульсной лампы и для вспомогательного искрового разрядника устанавливается на потенциометрах. [39]

Возникновению отрицательного дифференциального сопротивления способствует сильное электрическое поле в приповерхностной области под фаской, вызванное протеканием тока от приповерхностных микроплазм вдоль фаски. [41]

В режиме лавинного пробоя из-за повышения плотности тока в отдельных участках структуры диода могут образовываться небольшие центры разряда, называемые микроплазмами. Поэтому решающим фактором для работы ЛФД является однородность лавинного процесса, реализовать которую возможно только в совершенных электронно-дырочных переходах. [42]

Пробой полупроводниковых диодов носит микроплазменный характер, поэтому естественно, что вольт-амперная характеристика на участке лавинного пробоя определяется электрическими свойствами и параметрами микроплазм. [43]

В режиме лавинного пробоя из-за быстрого нарастания плотности тока в отдельных участках структуры могут возникать некоторые центры ионизации носителей, которые называют микроплазмами. Микроплазмы обычно возникают на краях перехода из-за локального повышения напряженности поля, а также в областях различных микродефектов, как на поверхности, так и в объеме. Степень однородности структуры в объеме при современном уровне технологии может быть очень высокой. [44]

Рассматривая процесс лавинного пробоя, мы опустили многие тонкости и подробности, связанные с этим явлением, а именно влияние горячих электронов и микроплазм, а также процессы локального пробоя. Читателю, заинтересовавшемуся этими явлениями, рекомендуется для детального изучения этого вопроса обратиться к журнальным статьям, на которые мы ссылались раньше. [45]

Страницы: 1 2 3 4

www.ngpedia.ru

Большая Энциклопедия Нефти и Газа, статья, страница 1

Микроплазма

Cтраница 1

Микроплазмы по своей природе нестабильны. [2]

Микроплазма отличается весьма высокой концентрацией энергии и малым пятном нагрева, что соответствует лучевым источникам энергии ( см. гл. [3]

Микроплазмы генерируют нерегулярные броски токов, приводящие к раннему пробою или к повышению уровня шума прибора. Для снижения избыточного шума лавина должна быть вызвана чисто электронной инжекцией в относительно широкой области умножения. [4]

Микроплазма отличается весьма высокой концентрацией энергии и малым пятном нагрева, что приближает ее к лучевым источникам энергии для сварки. [5]

Микроплазмы представляют обычно в виде цилиндров, оси которых перпендикулярны плоскости перехода. Диаметры микроплазм равны единицам и десяткам микрометров. Каждая микроплазма характеризуется своим напряжением пробоя и дифференциальным сопротивлением. Последнее равно десяткам килоом. [6]

Сама микроплазма локализуется внутри перехода в областях сильного электрического поля с характерными размерами порядка нескольких сотен ангстрем, в которых трещины и другие дефекты кристаллической решетки содержат ловушки, что приводит к большой плотности заряда в таких местах. Этот связанный заряд способствует лавинному пробою, когда тот возникает. Образование и последующее разрушение микроплазмы - процесс случайный и он приводит к экспериментально наблюдаемым ступенчатым изменениям тока перехода. [8]

Сварка микроплазмой является разновидностью дуговой сварки плавлением. [9]

Спектральный анализ возбужденной микроплазмы проводят на обычных спектрографах. [11]

Если к микроплазме приложено напряжение, близкое к пробивному, то лавина в микроплазменной области может возникнуть лишь тогда, когда в область пространственного заряда микроплазмы попадает свободный носитель, способный начать лавинный процесс. Флуктуационный процесс микроплазменного тока характеризуется средним временем пребывания микроплазмы в выключенном to и включенном t состоянии. [12]

Физический механизм выключения микроплазм еще не совсем ясен. Предполагается, что выключение происходит вследствие статистических флуктуации числа носителей заряда в области микроплазмы. Причиной выключения также может быть и перераспределение напряжения в р-я-переходе после включения микроплазмы, в результате которого напряжение в микроплазменной области становится меньше, чем необходимо для образования лавины. С ростом тока через микроплазму вероятность выключения экспоненциально уменьшается. [13]

Страницы: 1 2 3 4

www.ngpedia.ru

О плазменном механизме развития начальных стадий пробоя газов

Транскрипт

1 04 О плазменном механизме развития начальных стадий пробоя газов О.А. Омаров, 1 А.А. Рухадзе 2 1 Дагестанский государственный университет, Махачкала, Дагестан, Россия 2 Институт общей физики им. А.М. Прохорова, Москва, Россия Теоретически исследуется временн ая динамика начальных стадий развития пробоя в газах высокого давления. Начальными называются следующие три стадии: зарождение и развитие лавины ионизации: ее переход в плазменную лавину и далее в плазменный стример, который своим излучением ионизует газ и порождает новые лавины, распространяющиеся в усиленном разрядном поле, и перекрывает разрядный промежуток. Получены простые формулы для времен перехода между различными стадиями пробоя и скоростей распространения фронтов ионизации на отдельных стадиях. Введение Зарождение и развитие электрического пробоя в газах высокого давления исследовались еще в начале прошлого столетия классиками физики газового разряда [1 4]. Развитые в этих работах теоретические представления носили полуколичественный характер. Однако уже в них отмечалась существенная роль плазменного состояния стримера, обеспечивающего экранировку внешнего электрического поля в объеме плазмы стримера. Отмечалась также фотоионизация газа как вторичный механизм распространения стримера. Построение количественной теории пробоя газа и образования искры было начато в работе [5] и развито в более или менее завершенном виде в работах [6,7], в которых были сформулированы основы плазменной модели начальных стадий пробоя газов. Во всех указанных выше работах рассматривались только две начальные стадии: зарождение и развитие лавины ионизации, переход лавины в плазменный стример с последующим перекрытием стримером разрядного промежутка и образованием искры. Современное состояние теории плазменной модели пробоя газов [5 7] изложено в монографии [8], в которой проведен также и обзор результатов экспериментальных исследований. В настоящей работе предпринята попытка дальнейшего развития плазменной модели пробоя газов. Получены уточненные формулы для скоростей распространения фронта ионизации на начальных стадиях развития пробоя. При этом различаем три стадии: лавинная (доплазменная), когда в лавине индуцированным разделением зарядов полем E 1 можно пренебречь; плазменно-лавинная, когда искажение внешнего поля E 0 все еще пренебрежимо мало, а давление индуцированного поля E1 2 /4π становится значительным и существенно влияет на динамику развития плазменной лавины, характер ее радиального расширения; плазменно-стримерная, когда поле E 1 полностью компенсирует внешнее поле E 0. На этой стадии происходят усиление внешнего поля вне стримерной области, охлаждение плазмы стримера и интенсивная рекомбинация. Вследствие поглощения рекомбинационного излучения происходит зарождение новых лавин и их ускоренное распространение в усиленном электрическом поле. Именно эти вопросы недостаточно полно рассмотрены как в монографии [8], так и в обзорных статьях [9]. Здесь следует заметить, что в настоящей работе авторы ограничиваются обобщением теории [5 8] и не обсуждают другие механизмы развития начальных стадий пробоя газов, а также результаты их численного моделирования. С ними можно познакомиться по указанным выше обзорным статьям [9]. Заметим также, что все конкретные оценки и сравнения с экспериментом проводятся для пробоя в воздухе при атмосферном давлении. 1. Гидродинамическое описание лавинно-стримерного развития пробоя В газах высокого давления характерное время процессов, протекающих при электрическом пробое газов, составляют порядка > 10 9 s, что намного превосходит время релаксации импульса электронов при упругом рассеянии на атомах (< s) и даже время релаксации их энергии ( 10 9 s). Длина пробега электронов (< 10 4 cm) намного меньше характерных размеров задачи ( 10 2 cm). Поэтому для описанияэтих процессов можно пользоваться гидродинамическими уравнениями 43

2 44 О.А. Омаров, А.А. Рухадзе в диффузионном приближении [5,6] 1 n e t ( nee div n ) et e = v i n e = n i mv ea mv ea t, ( 2 3 v eaε δv ea T e v i T e + 2 ) 3 I i = 0, (1.1) dive = 4πe(n e n i ). Здесь I i потенциал ионизации атомов газа (для воздуха I i 15eV), ε = e 2 E 2 /2mv 2 ea энергия, набираемая электроном за время свободного пробега 1/v ea в электрическом поле E = E 0 +E 1, где E 0 внешнее однородное поле (до начала пробоя), а E 1 поле, создаваемое электронами и ионами, образованными в процессе ионизации атомов при пробое газа, δ = 2m/M доля упругих потерь при столкновениях электронов с атомами с массой M, а T e температура электронов. Отметим, что при написании системы (1.1) авторы пренебрегли движением ионов и их температурой, которая имеет величину порядка температуры атомов газа, T i = T 0. Это означает, что пренебрегается амбиполярной диффузией, что характерно для стадии лавинной ионизации. Кроме того, в уравнении для баланса энергии (второе уравнение) пренебрегается потерями на излучение, что также вполне оправданно для начальных стадий пробоя. Здесь следует заметить, что из-за неточности этого уравнения (оно, строго говоря, не учитывает и потери на возбуждение атомов) при конкретных вычислениях температуру электронов обычно берут из эксперимента и считают однородной (о роли диссипативных процессов на параметры, характеризующие начальные стадии пробоя газов, см. [9]). Заметим, что наличие в уравнениях температуры предполагает равновесное максвелловское распределение электронов по скоростям. В действительности в этом нет необходимости; достаточным является изотропность функции распределения электронов, что обеспечивается их упругими столкновениями с атомами газа. При этом под T e следует понимать среднюю энергию электронов. Для простоты для величин v ea и v i воспользуемся формулами борновского приближения, считая распределение электронов по скоростям максвелловским с температурой T e [10]: v ea = 4n aσ 0 Te 2πm, v i = 4β 0n a 2πmTe exp( I i /T e ). (1.2) Здесь n a плотность атомов газа (в воздухе при атмосферном давлении n a p 0, давление измеряется в единицах Torr), σ 0 сечение упругого рассеяния 1 Заметим, что многие формулы, приведенные в этом разделе, содержатся в [5,6] и они воспроизводятся здесь только для полноты изложения. электронов на атомах, β 0 z = 2σ 0 I i, где z эффективное зарядовое число ядра атома. Для простоты ниже считается z = 1, поэтому v i v ea 2I i T e exp( I i /T e ). (1.3) До момента перехода лавины в стример плазменное поле мало, E 1 E 0, и в первом приближении им можно пренебречь. Тогда из второго уравнения (1.1) следует постоянство электронной температуры, определяемой из соотношения T e = f (E 0 /P 0 ). (1.4) Постоянство температуры электронов сохраняется до момента перехода лавины в плазменный стример, когда плазменное поле E 1 полностью скомпенсирует внешнее поле и температура резко начнет падать. На стадии развития лавины ионизации рост концентрации электронов определяется из решения первого уравнения (1.1) при начальном условии n e (r,0) = δ(r). (1.5) Это условие предполагает, что ионизация газа начинается с одного случайного электрона. В эксперименте, чтобы избежать статистического разброса времени и места появления первого электрона, производят предыонизацию газа, закрепляя тем самым место начала пробоя. Начальная плотность электронов предыонизации столь мала, что ею можно пренебречь. Искомое решение имеет вид n e (r, t) = 1 exp (4πDt) 3/2 [v i t ρ2 + (z u e t) 2 4Dt ]. (1.6) Здесь u e = ee 0 mv e скорость дрейфа электрона в поле E 0, а D = v2 Te v ea = Te mv ea коэффициент электронной диффузии, характеризующее в основном радиальное расширение лавины до момента образования плазменного состояния в лавине. Из (1.6) видно, что на этой стадии плотность электронов распределена внутри конуса, расширяющегося по радиусу с диффузионной скоростью и удлиняющегося вдоль поля (ось Oz) со скоростью электрического дрейфа электронов во внешнем поле. При этом радиус головки лавины (т.е. при z = u e t) равен ρ l = 4Dt = 4Dz/u e. (1.7) Иное пространственное распределение имеют ионы, которые, согласно первому уравнению (1.1), в рассматриваемом приближении считаются неподвижными. Полное число ионов в лавине, естественно, должно равняться полному числу электронов. Но в головке лавины на ее оси плотность ионов мала по сравнению с плотностью электронов n i (ρ = 0, z = u i t, t) n e v i t, при v i t 1, n i (ρ = 0, z = u e t, t) n e, при v i t 1. (1.8)

3 О плазменном механизме развития начальных стадий пробоя газов 45 Описанная картина расширения лавины будет сохраняться до тех пор, пока радиус лавины меньше дебаевского радиуса электронов. Радиальное давление, вызываемое индуцированным полем, E1 2 /4π, при этом мало по сравнению с газокинетическим давлением электронов n e T e. Но как только радиус лавины достигнет дебаевского радиуса электронов, из третьего уравнения (1.1), в котором плотностью ионов можно пренебречь, следует: E 1 4πen e r De = 4πn e T e. (1.9) Здесь следует отметить, что если условие (1.11) на второй стадии не достигается, то третья стадия в пробое газов вообще не реализуется и перекрытие разрядного промежутка происходит уже на второй стадии. Наконец, приведем теоретическую оценку времени t 2k p, когда происходит переход плазменной лавины в плазменный стример. Исходя из (1.6) получаем v i t 2k p = ln n 2k p E0 2 = ln. (1.12) n 0 4πn 0 T e Из (1.6) с учетом (1.9) и (1.7) находим время развития этой первой стадии пробоя газов t 1k p : n 1k p = v i t 1k p = ln T3/2 e vi t 1k p 4πe 2, mv en v i mv env i 4πe 2 v i t 1k p, r λk p = t 1k p v 2 Te v en. (1.10) С этого момента поле E 1 уже удерживает электроны, и их свободная диффузия прекращается; в силу вступает движение ионов и амбиполярная диффузия, скорость которойв M/m раз меньше скорости электроннойдиффузии. Иными словами, расширение лавины практически прекращается. При T e = 3 5eV, v en = s 1, v i = 10s 1 имеем n 1k p = cm 3, t 1k p 10 1 s и r λk p = cm = = 0.5mm. Эти оценки согласуются с экспериментальными данными для газов при атмосферном давлении [8]. Заметим, что в момент времени t = t 1k p продольный размер лавины L 1k p = u e t 1k p = 0.1cm, т.е. почти на порядок превосходит радиус лавины. Таким образом, в момент времени t = t 1k p расширение лавины практически прекращается. Продольный размер продолжает расти со скоростью u e, если только E0 2/4π > n 2T e ; растет и плотность электронов. Отметим, что это неравенство выполняется практически всегда. Отметим также, что поскольку поле в плазме лавины на этой стадии остается большим, то и температура остается большой, T e 3 5. Но как только достигается вторая критическая плотность, при которой n 2k p T e E2 0 4π, (1.11) разрядное поле E 0 полностью экранируется плазмой лавины, лавина резко тормозится и температура плазмы за время (δv en ) s падает до температуры нейтралов. В этот момент t = t 2k p плазменная лавина переходит в третью стадию плазменный стример, в котором вследствие резкого падения температуры плазма оказывается неравновесной с большим избытком плотности. Согласно (9), при напряженности поля 30kV/cm и T e = 5eV плотность n 2k p = cm 3, это более чем на два порядка превышает n 1k p, что также согласуется с экспериментом [8]. При T e 5eV и n 1k p = cm 3 и E 0 = 30kV/cm отсюда имеем t 2k p c, что также согласуется с экспериментом [8]. При этом L 2k p = 1 3mm. Таким образом, после второй стадии образования плазменного стримера и полной экранировки поля E 0 в области, занятой плазмой, наступает третья стадия, сопровождающаяся охлаждением электронов, образованием неравновесной переохлажденной плазмы. Далее следуют быстрая рекомбинация и высвечивание рекомбинационного излучения (в том числе и вынужденного), порождающего новые лавины как впереди, так и позади (как анодонаправленного, так и катодонаправленного) стримера. Вновь рожденные лавины развиваются быстрее вследствие усиления поля в этих областях и сливаются с предыдущими, ускоряя тем самым процесс распространения стримера. И это повторяется вплоть до перекрытия разрядного промежутка искровым каналом. Эта стадия обсуждается, поскольку существенно связана с фотоионизацией атомов газа. 2. Рекомбинация в плазме стримера и фотоионизационный механизм распространения плазменного стримера Переход плазменной лавины в момент t = t 2k p в плазменный стример сопровождается интенсивным рекомбинационным излучением из стримера. Поскольку продольный размер стримера намного превосходит его поперечный радиус, то интенсивность излучения в продольном направлении намного больше, чем излучение в радиальном направлении, причем в оба направления, как вперед, вдоль внешнего поля, так и назад, навстречу полю. Этот экспериментальный факт, который наблюдался во всех экспериментах, начиная с классиков [2 4,8], имеет простое объяснение: поскольку продольный размер излучателя больше поперечного размера, то и его излучение в продольном направлении ближе к излучению черного тела, а поэтому превосходит излучение в поперечном направлении. Иными словами, в продольном направлении стример излучает как оптически серое тело, в то время как в поперечном направлении он оптически прозрачен. Это утверждение, справедливое в случае термодинамического равновесного излучателя,

4 46 О.А. Омаров, А.А. Рухадзе только усиливается, если излучатель неравновесен и наряду со спонтанным излучением возможно вынужденное излучение. Учитывая вышесказанное, легко понять, почему классики физики пробоя газов [2 4] с самого начала именно излучение из плазмы стримера приняли за основной механизм распространения стримера вплоть до перекрытия разрядного промежутка и образования искры. Дело в том, что эксперименты показывали очень высокую скорость распространения в разрядном промежутке, порядка cm/s. Эта скорость превышает дрейфовую скорость электронов во внешнем электрическом поле. Поэтому обычная тепловая ионизация газа и диффузионное распространение стримера (классическая модель стримера) не могла объяснить наблюдаемые скорости распространения стримера. Более того, фотоионизационный механизм распространения стримера, как следствие рекомбинационного излучения, хорошо объяснял эксперимент при пробоях в газовых смесях [3,8]. Вместе с тем этот механизм не может объяснить пробой в однородных газах, состоящих из атомов одного сорта, поскольку энергия кванта рекомбинации недостаточна для ионизации атома в однородном газе. Выход был найден в работах [7] (см. также [8]). 2 Идея этих работ состоит в том, что для эффективной фотоионизации газа высокого давления нет необходимости, чтобы рекомбинационное излучение ионизовало атомы газа. Для этого достаточно их возбуждения до высоких уровней, лежащих выше края так называемой узкой зоны [8], что достигается тепловым излучением плазмы стримера на стадии высокой температуры. Возбужденные атомы в узкой зоне далее легко ионизуются рекомбинационным излучением при резком охлаждении плазмы стримера. Оценим температуру электронов в стримере из второго уравнения (1.1), или, что то же самое, уравнения баланса энергии. Используя соотношения (1.2) и (1.3), получаем уравнение для определения температуры e T e = 2 E0 2 [ δ + 2I ( i 1 + 2I ) 1 i exp( I 24δn 2 i /T e )]. a σ2 0 T e 3T e (2.1) При E 0 = 30kV/cm и атмосферном давлении для воздушной плазмы отсюда получаем T e = 5eV = K. Примерно такое же значение следует из (2.1) и для других газов (при небольших перенапряженностях). Такая высокая температура электронов и обеспечивает эффективное возбуждение атомов газа до высоких возбужденных состояний. Вместе с тем температура нейтрального газа при интенсивном поглощении теплового излучения вследствие высокой плотности не превышает ev. 2 В литературе обсуждались и другие механизмы быстрого распространения стримеров в разрядных промежутках: ионизация атомов убегающими электронами [2 4,8,9], объемной либо поверхностной плазменной волной, бегущей вдоль распространения стримера [2 4] и др. (см. [8,9], где можно найти подробную библиографию). После достижения стримером плазменного состояния происходит экранировка внешнего поля на длине порядка дебаевского радиуса перед его фронтом, температура плазмы стримера падает до температуры нейтрального газа, т.е. до eV за время порядка (δv e ) 1 ( P 0 m/m) 1 (где P 0 давление газа, Torr), т.е. за время 10 9 s. С падением температуры электронов резко увеличивается вероятность рекомбинации, которая определяется уравнением (здесь учитываем трехчастичную [11]) n e = β p n e, β p = n e Te 9/2. (2.2) t Здесь T e выражено в ev. При n e = cm 3 (характерная плотность электронов в плазменном стримере) время рекомбинации сравнивается со временем охлаждения вследствие упругих столкновений электронов с атомами при T e 0.3eV. Так как при больших температурах вероятность рекомбинации, согласно (2.2), резко уменьшается, считаем, что фотоионизация газа перед стримером и позади стримера (анодо- и катодонаправленные стримеры) определяется именно временем охлаждения электронов при постоянной плотности. Длина свободного пробега квантов рекомбинационного (ультрафиолетового) излучения в воздухе при атмосферном давлении, как отмечено в [7] (см. также [8,9]), составляет 10 3 cm. Резонансные кванты поглощаются на еще меньших длинах. Поэтому рекомбинационное излучение из плазмы стримера способно создать непосредственно впереди и позади стримера достаточно высокую степень предыонизации газа и тем самым породить новые лавины. Они, в свою очередь, после перехода в плазменную лавину будут двигаться в направлении анода в усиленном электрическом поле, сливаясь с излучающим стримером. В результате плазменный стример будет распространяться с большой скоростью, эффективно удлиняясь в обоих направлениях, как бы порождая как анодонаправленные, так и катодонаправленные стримеры. 3 Чтобы оценить эффективную скорость распространения плазменного стримера, вычислим усиление поля в разрядном промежутке вследствие образования плазменного стримера и сокращения эффективной длины промежутка L(t). Ограничиваемся рассмотрением плоского случая, учитывая тем самым только усиление поля, обусловленное удлинением стримера и пренебрегая усилением поля на остриях стримера. Естественно, при таком приближении заниженное значение скорости распространения стримера. Считаем, что первая лавина зародилась в центре разрядной камеры, перешла в плазменный стример, который распространяется в обе стороны, поэтому dl dt = 2u e (t) = 2 ee(t) mν ea. (2.3) 3 На важность явления усиления поля на концах стримера в процессе его распространения было указано еще в [5], но сколь-нибудь строгой количественной оценки этого эффекта проведено не было.

5 О плазменном механизме развития начальных стадий пробоя газов 47 Здесь ν ea частота столкновений электрона с атомами газа, поле E(t) это действующее поле на электроны вторичных лавин, т. е. E(t) = 2 V 0 L(t), (2.4) по следующей причине: выше считалось, что в результате фотоионизации газа развивается только одна лавина. Если считать, что развивается много лавин, то скорость распространения увеличится, что, по-видимому, также проявляется в реальных условиях. где V 0 постоянная разность потенциалов (напряжение) на разрядном промежутке. Подставив (2.4) в (2.3) и решив полученное уравнение для L(t) при начальном условии L(0) = L 0, после несложных вычислений получим закон изменения скорости дрейфа электронов в усиливающем во времени электрическом поле: u e (t) = 2u 0 (1 8u 0 t/l 0 ) 1/2, (2.5) где u 0 = ee 0 /mν ea начальная скорость дрейфа электрона в поле E 0. Из формулы (2.5) видно, что с развитием стримерного пробоя на стадии распространения плазменного стримера его скорость возрастает, и перекрытиепромежутка происходитза время t np, причем Отсюда находим t np 0 dtu e (t) = L 0 /2. (2.6) t np = 1 L L 0. (2.7) 8 u 0 u 0 Отсюда видно, что перекрытие разрядного промежутка происходит за время, почти на порядок меньшее, чем время перекрытия промежутка дрейфующим электроном в исходном поле, t 0 = L 0 /u 0. Отметим еще раз, что оценка (2.5), не учитывающая усиления поля на острых концах стримера, явно занижена, а оценка времени (2.7), наоборот, завышена. Реально скорость распространения стримера может на порядок отличаться от оценки (2.5). Таким образом, вследствие усиления поля в соответствии с экспериментом [8,9] происходит ускорение распространения плазменного стримера. Вместе с тем, следует заметить, что формула (2.7) справедлива, если t np t 2k p t 1k p. Только при выполнении этих неравенств можно говорить об ускоренном распространении фронта ионизации и, вообще, о применимости изложенного выше стримерно-плазменного механизма развития начальных стадий электрического пробоя газов. Исходя из формул (1.10), (1.12), (2.7) и (1.3) легко показать, что эти неравенства выполняются при условиях L 0 u 0 v i v Tev ea v 2 i v Te v i exp( I i /T e ). (2.8) В заключение заметим, что проведенная оценка скорости распространения стримера явлется заниженной еще 3. Краткое обсуждение результатов и выводы Прежде всего, еще раз подчеркнем, что настоящая статья является в дальнейшем развитием теоретических представлений о плазменной модели начальных стадий пробоя газов высокого давления [5 8], и ни в коем случае не претендует быть обзором всех работ в этой области. Электрическому пробою газов посвящено огромное число работ, как экспериментальных, так и теоретических; много работ и по численному моделированию процессов при электрическом пробое газов. Обзор работ в этой области можно найти в [9]. 4 Однако работы [5 8] в этом обзоре незаслуженно обойдены молчанием. В месте с тем на фоне большой пестроты теоретических моделей пробоя газов, обсуждаемых [9], нам представляется, что работы [5 8] являются наиболее последовательными. Именно это обстоятельство побудило нас предпринять попытку их обобщения. Отметим наиболее важные новые результаты настоящей работы. 1. В отличие от работ [5 8], нами рассматриваются не две, а три стадии начала пробоя: доплазменная лавинная, плазменно-лавинная, на которой происходит резкое торможение диффузионного расширения лавины, плазменно-стримерная, которая завершает перекрытие промежутка образованием искры. 2. Определены времена развития каждой из начальных стадий пробоя газов и характерные скорости распространения фронтов ионизаций. 3. Отмечается важная роль явления усиления разрядного поля в областях вне плазменного стримера в ускорении процесса распространения пробоя и перерытия разрядного промежутка. Определено время перекрытия промежутка в одномерном приближении. В заключение кратко сопоставим описанную выше картину развития начальных стадий пробоя газов высокого давления с экспериментом, хотя это и не входит в цели настоящей работы. В работе не учтены многие неупругие процессы, проявляющиеся в тех или иных конкретных условиях, такие как возбуждение атомов при столкновениях частиц, потери, обусловленные излучением, плазмохимия и др. Тем не менее общая картина в целом описана правильно и, главное, просто. В экспериментах по оптическим наблюдениям [8] хорошо видны все три стадии начала пробоя: зарождение лавины ионизации и ее диффузионное расширение, образование 4 К сожалению, приходится констатировать, что в обзорах по газовому разряду [9] плазменная модель пробоя, развитая в [5 8], вообще не обсуждается, и это послужило одной из причин публикации данной статьи.

6 48 О.А. Омаров, А.А. Рухадзе плазменной лавины и ее переход в плазменный стример. При больших перенапряженностях проявляются все три стадии, и пробой носит мерцающий характер, в то время как при пониженных давлениях и малых перенапряженностях проявляются только две стадии, и мерцание отсутствует. При этом все времена перехода между отдельными стадиями пробоя согласуются с приведенными выше теоретическими оценками. В заключение авторы хотели бы поблагодарить рецензента, учет замечаний которого явно улучшил статью. Список литературы [1] Капцов Н.А. Электроника. М.: Гостехиздат, с. [2] Мик Дж.М., Крэгс Дж. Электрический пробой в газах. М.: ИИЛ, с. [3] Леб Л. Основные процессы электрических разрядов в газах. М.: Гостехиздат, с. [4] Ретер Г. Электронные лавины и пробой а газах. М.: Мир, с. [5] Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. Теория искры. М.: Атомиздат, с. [6] Омаров О.А., Рухадзе А.А., Шнеерсон Г.А. // ЖТФ Т. 49. С [7] Бройтман А.П., Омаров О.А., Рухадзе А.А., Решетняк С.А. // Кр. сообщ. физики. ФИАН С. 50; 8. С. 27; 9. С. 44. [8] Омаров О.А. Импульсные разряды в газах высокого давления. Махачкала: Юпитер, [9] Энциклопедия низкотемпературной плазмы / Под ред. акад. В.Е. Фортова. Т. IV. М.: Наука, Гл. 7.2, 7.6. [10] Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика. М.: Физматгиз, с. [11] Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Физическая кинетика. М.: Физматгиз, с.

docplayer.ru

Диссертация на тему «Генерационно-рекомбинационные процессы с участием глубоких уровней в кремниевых силовых транзисторах» автореферат по специальности ВАК 01.04.10 - Физика полупроводников

1. Bardeen J., Brattain W.H. "The transistor, A Semiconductor 7>z'O(i",Phys.Rev.,74,230 (1948)

2. Shockley W. "The Theory of p-n Junction in Semiconductors andp-n Junction Transistors", Bell Syst.Tech.J. 28,435 (1949). З.Зи C.M. Физика полупроводниковых приборов./ Пер. с англ./ М. "Энергия", 1973

3. Snowden C.M.Semiconductor Device Modeling, PeterPeregrinus Ltd., 1988

4. Бонч-Бруевич B.M., Калашников С.Ч. Физика полупроводников. -М: Наука, 1977

5. Маллер Р.,Кейминс Т. Элементы интегральных схем: Пер. с англ.-М. Мир, 1989

6. Спиридонов Н.С. Основы теории транзисторов.-Киев.:Техшка.1969 г.

7. Трутко С.Н. Теория биполярного транзистора. -М.: Радио и связь 1973 г.

8. H.F.F.Jos. Bipolar Transistor: Two-Dimensional Effects On Current Gain And Base Transit Time. Solid State Electronics, Vol.31, No. 12, p.p. 1715-1724, 1988.

9. Ulrice Zugelder and David J.Roulston. Analityc Results For The Base Region Of Bipolar Transistors Based On Computer Simulations. Solid State Electronics, Vol.30, No.9, p.p.895-900, 1987.

10. Bipolar Transistor Base Bandgap Grading For Minimum Delay.Solid State Electronics, Vol.34, No.4, p.p.421-422, 1991.

11. J.J.Ebers, J.L.Moll. Proc. IRE,42, 1761, 1954.17\ H.K.Gummel, H.C.Poon. Bell Syst. Tech. J.,49,827,1970

12. R.Beaufoy, J.J.Sparkes. Automat.Teleph.Elect. J. 13, Reprint 112, 1957.

13. F.Hebert, David J. Roulston Base Resistance of Bipolar Transistors from Layout Details Including Two Dimensional Effects At Low Currents And Low Frequencies. Solid State Electronics .Vol.31 No.2,pp.283-290, 1988

14. J.J.Liou and J.S.Yuan. A Two-Dimensional Model For Emitter-Base Junction Capacitance Of Bipolar Transistors. Solid State Electronics, Vol.31 ,No. 10,p.p. 1541 -1549,1988

15. Byung R.Ryum, Ibrahim M.Abdel-Motaleb. An Analitycal All-Injection Charge-Based Model For Graded-Base HBTs. Solid State Electronics, Vol.34, No.l0,p.p.l 125-1139, 1991.

16. Myungsuk Jo,Hanjin Cho, Dorothea E.Burk. A Charge-Based Small-Signal Model For The Bipolar Junction Transistor. Solid State Electronics, Vol.34, No.8,p.p.893-901,1991

17. Булярский C.B., Грушко H.C. Генерационно-рекомбинационные процессы в активных элементах.- М.: Изд-во Моск.унив-та, 1995.-399 с.

18. Мулярчик С.Г. Численное моделирование микроэлектронных структур. Мн.: Университетское, 1989. - 368с.

19. Шокли В. Теория электронных полупроводников. Пер. с англ. Под ред. Жузе В.Н. М., Изд.-во иностр. лит. 1953.

20. Shockley W., Read W.T. "Statistics of the Recombination of Holes and ElectronsPhys.Rev.,87, 835 (1952)

21. Sah C.T., Noyce R.N., Shockley W. "Carrier Generation and Recombination in p-n Junction and Junction Characteristic". Proc.IRE,45,1228 (1957).

22. И.В. Грехов, Ю.Н. Сережкин Лавинный пробой p-n перехода в полупроводниках. -JI. Энергия. Ленингр.отд-ние, 1980. -152 с.

23. Chynoweth A.G. Charge multiplication phenomena// Semiconductors and semimetalls. -1968. -v.4, p.263-325

24. Monch W. On the physics of avalanch breackdown in semiconducrors //Phys.Stat.Sol. -1969. -v.36

25. Тагер A.C., Вальд-Перлов B.M. Лавинно-пролетные диоды и их применение в технике СВЧ. -М.: Советское радио, 1968. -479 с.

26. Hauser LR.Threshold energy for avalanche multiplication in semiconductors //J.Appl.Phys. -1966. -v.37, p.507

27. Корнилов Б.В. Явление ударной ионизации глубокого уровня цинка в кремниир-типа //ФТТ. -1964. -т.6 в.2, с.331-336.

28. Schairer W., Stath N. Impact ionization of donors in semiconductorsas a tool for photolumiscence investigations.// Appl.Phys. -1972. v.43, c.447-452.

29. Келдыш Jl.B. К теории ударной ионизации в полупроводниках. ЖЭТФ , 1965г., т.48,с.1692-1706

30. А.С.Кюрегян Точное вычисление коэффициентов ударной ионизации из данных по лавинному умножению в ступенчатыхз р-п переходах. ФТП, т.15, N11, 1.981

31. Кюрегян А.С., Сережкин Ю.Н. Новый метод определения коэффициентов ударной ионизации в полупроводниках. ФТП, т.15, N4.

32. Nutall K.I., Nield M.W. Prediction of avalanche breakdown voltage in silicon step junctions //Int.J.Electron.,-1974, v.37, p.295-309.

33. Wolf P. A. Theory of electron multiplication in Si and Gell Phys.Rev.1954, v.95,p.1415-1419.

34. Шокли В. Проблемы , связанные с р-п переходами в кремнии. УФН,1962, т.77

35. Barraf G.A. Distribution functions and ionization rates for hot electrons in semiconductors //Phys.Rev. -1962. -v.l28,p.2507-2517

36. Miller S.L. Avalanche breakdown in Ge. Phys.Rev., 1955v.99

37. Кюрегян A.C., Юрков C.H. Напряжение лавинного пробоя р-п переходов на основе Si, Ge,SiC, GaAs, GaP и InP при комнатной температуре. -ФТП, 1989, т.23, вып. 10.

38. C.A.Lee, R.A.Logan, R.L.Batdorf, J.J.Kleimack, W.Wiegmann. Ionization rates of holes and electrons in silicon Phys.Rev., 1964, v. 134 A

39. Van Overstraeten R., De Man H. Measurement of the ionization rates in diffused silicon p-n junction. Solid-State Electr.,1970, v. 13

40. GrantW.N. Electron and hole ionization rates in epitaxial silicon at high electric fields. Solid-State Electr.,1973

41. В.А.Кузьмин, Н.Н.Крюкова, А.С.Кюрегян, Т.Т.Мнацканов, В.Б.Шумак. О коэффициентах ударной ионизации электронов и дырок в кремнии. -ФТП,1975,т.9

42. В.Д.Добровольский, С.Б.Грязнов Образование электронно-дырочных пар и лавинный пробой р-п перехода при градиентах дрейфовых скоростей электронов и дырок. ФТП, т.26, N8

43. В.Н.Добровольский, А.В.Романов Ударная ионизация и лавинный пробой в р-п переходах находящихся в неоднородном температурном поле. ФТП, т.26, N8 1992

44. Кюрегян А.С. Эффект dU/dt при лавинном пробое р-п переходов. Микроэлектр. т18, N1, 1989г.

45. Кюрегян А.С. Дифференциальное сопротивление р-п переходов с глубокими уровнями прилавиннм пробое, ФТП, т.21, N5, 1987

46. Кюрегян А.С., Шлыгин П.Н. Температурная зависимость напряжения лавинного пробоя р-п переходов с глубокими уровнями. IРежим релаксационной задержки пробоя/ -ФТП, т. 23, N7, 1989

47. Булярский С.В., Сережкин Ю.Н., Ионычев В.К. Определение параметров глубоких уровней по релаксационной задержке пробоя р-п перехода. ФТП, т.ЗЗ, N4,1999 г., с.494-498.

48. Chynoweth A.G. .and McCay K.G. Internal field emission in silicon p-n-junction!/ Phys.Rev. -1957. -v. 106,N3,p.418-426.

49. Chynoweth A.G.,Pearson J.L. Effect of dislocations on breakdown in silicon p-n-junctionllJ.Appl.Phys. -1958.-v.29, p. 1103-1109.

50. Kressel H. A review of the effect of imperfections on the electrical breakdown of the p-n-j unction! IRCA Rev. -1967.-v.28, p. 175-207.

51. Poleshuk M., Dowling P.H. Microplasma breakdown in germanium //J'.Appl.Phys. -1963. -v.34, p.3069-3077

52. Haitz R.H. Mechanisms contributing to the noise pulse rate of avalanche diodes/!J.Appl.Phys. -1963. -v.36, p.3123-3131.

53. Haitz R.H. Model for the electrical behaviour of a microplasma //J.Appl.Phys. -1964. -v.35,p. 1370-1376.

54. Аладинский B.K., Дашин В.И., Сущик A.C., Тимербулатов A.M. О флуктуациях лавинного тока в искуственной микроплазме на Si// Радиотехника и электроника. -1973. -N2, с.342-349.

55. Добровольский В.Д., Сырых А.Д. Токи отдельных лавин в области пространственгного заряда р-п перехода. ФТП, т.ЗО, N8, 1996.

56. Добровольский В.Н.,Пальцев И.Е., Романов А.В. Кратковременное1. Фвключение микроплазм при напряжении ниже порогового. ФТП, 1997, T.31.N4, 509

57. Дацко Б.И. Численное моделирование явления нестабильности микроплазмы. -ФТП, т.31, N2, 1997

58. Mclntyre R.J. Theory of microplasma instability in silicon //J.Apll.Phys. 1961/-V.32, N6, p.983-995

59. Nield M.W. and Leck J.H. A report on the delay timeof an avalanche discharge in silicon!I. J.Appl.Phys. -1967,-v. 18,p.185-191.

60. Kimura C., Nishizawa J. Turn-on mechanism of a microplasma//Japan/ J.Appl.Phys. -1968. -v.7,N12 p.1453-1463.

61. Nuttal K.I. and Nield M.W. An investigation into the behaviour of trapping centers in microplasmas//Solid-St.Electr. -1975.-V. 18, pl3-23

62. Гамман B.H. Физика полупроводниковых приборов. -Томск: Изд.-во Томск.ун-та, 1989 г. 222 с.

63. Милне А. Глубокие уровни в полупроводниках -М.: Мир, 1978

64. Булярский C.B., Грушко Н.С., Сомов А.И., Лакалин A.B. Рекомбинация в области пространственого заряда и ее влияние на коэффициент передачи биполярного транзистора. ФТП, 1998, т.31, стр.1146

65. Булярский C.B., Грушко Н.С. Физические принципы функциональной диагностики р-n переходов с дефектами. Кишинев, Штиинца, 1992.

66. Тимашев С.Ф. Об эффекте Френкеля при термополевой ионизации глубоких центров в слое объемного заряда в полупроводниках. ФТТ, 1972, т.14, с.171-174.

67. Сомов А.И. Особенности рекомбинации Шокли-Холла в линейном переходе. Ученые записки ульяновского государственного университета. Вып. 1 (4) Ульяновск, 1998

68. Е7-12, Е7-12/1 Измерители L,C,R цифровые. Техническое описание и инструкция по эксплуатации 2.724.011 ТО

69. Вольтметр универсальный В7-46(В7-46/1) Техническое описание. 4.1

70. Амосов A.A., Дубинский Ю.А., Копченова Н.В. Вычислительные методы для инженеров: Уч.пособие -М.: Высшая шк.,1994 -544с.

71. Синявский Э.П., Коварский В.А. ФТТ, 1967, т.9,с.1464.

72. Коварский В.А. ФТТ, 1962 г,т.4,с.1636

73. Абакумов В.Н., Меркулов И.А. и др. ЖЭТФ, 1985 г., т.89, с. 1472-1486 г.

74. Сивухин Д.В.Общий курс физики. Термодинамика. М. Наука. 1980 г., 750 с.

75. Матвеев А.Н. Молекулярная физика. М.: Высшая школа , 1981, Уч.пособие для ВУЗов.

76. Ван Кампен Стохастические процессы в физике и химии.1. М:,Высшая школа, 1990г.

77. Зайдель Ошибки измерений физических величин. Л: Наука 1974 г.

78. Худсон Статистика для физиков М: Мир, 1970 г.

79. Булярский С. В., Сережкин Ю. Н., Ионычев В.К. Влияние ловушек на запуск лавины при пробое фосфид-галлиевых р-п переходов. ПЖТФ, 1999, Т.25, вып.5.

www.dissercat.com

Плазменный механизм пробоя газов высокого давления

1. Райзер Ю.П. Основы современной физики газоразрядных процессов. М., Наука, 1980, 415 с.

2. Ретер Г. Электронные лавины и пробой в газах. Пер. с англ. Под ред. Комелькова B.C. М., Мир, 1968, 390 с.

3. Мик Дж., Крэгс Дж. Электрический пробой в газах. Пер. с англ. Под ред. Комелькова B.C. М., Изд-во иностр. лит., I960, 605 с.

4. Эфендиев А.З. Электрический пробой диэлектриков, ч. I, ДГУ, Махачкала, 1979, 126 с.

5. Raether Н. Uber eine gasionisierende Strahlung einer Punken-entladung. Z. Phys., 1938, Bd. 110, S. 611-624.

6. Jaffe A.A., Craggs J.D., Balakrishnan C. Some Experiments on Photo-ionization in Gases. Proc. Phys. Soc., B, 1949, v. 62, N 349 B, p. 39-48.

7. Bainbridge G.R., Prowse W.A. The absorption of ultraviolet ionizing radiation in gases. Canad. Journ. Phys., 1956, v. 34, N Ю, p. 1038-1045.

8. Przybylski A. Untersuchung uber die "gasionisierende" Strahlung einer Entladung. Z. Phys., 1958, Bd. 151, S. 264-280.

9. Schwiecker W. Uber die ultraviolette Strahlung einer unselbstandigen Gasentladung. Naturwiss., 1940, Bd. 28, S.380 Z. Phys., 1940, Bd. 116, S. 562-575.

10. Аллен К., Филлипс К. Исследование развития электронной лавины с помощью камеры Вильсона. В кн. z.y с. 221-253.

11. Толль X. Развитие электронной лавины в азоте при перенапряжении. В кн. 2., с. 254-292.

12. Рихтер К. Свойства электронных лавин в эфире при большом усилении. В ш. 2J, с. 293-321.

13. Вагнер К. Изучение развития электронной лавины с помощью электронно-оптических преобразователей. В кн. £2.лс. 322-328.

14. Wagner К.Н., Raether Н. Untersuchung von Electronenlawines mit einem mehstufigen Bilderstarker. Z. Phys., 1962,1. Bd. 170, S. 540-544.

15. Wagner K.H. Vorstadium des iFunkenes, untersucht mit dem Bilderstarker. Z. Phys., 1967, Bd. 204, S. 177-197.1б- Давиденко B.A., Долгошеин Б.А., Сомов С.В. Экспериментальное исследование развития стримерного пробоя в неоне.

16. ЖЭТФ, 1968, т. 55, вып. 8, с. 435-442.

17. Руденко Н.С., Сметанин В.И. Исследование развития стримерного пробоя в больших промежутках. ЖЭТФ, 1971, т. 61, вып. I, с. 146-153.

18. Strizki P., Sander J., Raether Н., Spatial and temporal spectroscopy of streamer discharge in nitrogen. J. Phys., D: Appl. Phys., 1977, v. 10, p. 2285-2300.

19. Руденко H.C., Сметанин В.И. Харктеристики плазмы стримера в неоне. Изв. вузов. Сер. физ., 1977, № 3, с. 65-68.

20. Омаров О.А., Хачалов М.Б., Таймасханов А.С., Эфендиев А.З. К вопросу формирования канала искры. Физика плазмы, 1978, т. 4, вып. 2, с. 338-346.

21. Townsend J.S. Electricity in gases. Oxford, Clarendon Press, 1915, 496 p.

22. Loeb L.B. Mechanism of the spark discharge in air at atmospheric pressure. Science, 1929, v. 69, p. 509-51в.

23. Капцов H.A. Нарастание пространственных зарядов при пробое газового промежутка. ШТФ, 1932, т. 2, с. 200-217.24» Роговский В. О зажигании газового разряда. УФН, 1933, т. 13, с. 593-611.

24. Meek J.M. A theory of spark discharge. Phys. Rev., 1940, v. 57, N 8, p. 722-728.

25. Loeb L.B., Meek J.M. The mechanism of the electric spark. Stanford, 1941.

26. Raether H. Die Entwicklung der Elektronen in den Funken-kanal. Ergebn. exakt. Naturw., 1949, v. 22, p. 73-79.

27. Loeb L.B. Statistical factors spark discharge mechanism. Rev. Mod. Phys., 1948, v. 20, HI, p. 151-160.

28. Loeb L.B. The treshold for the positiv pre-onset burst pulse corona and the production of ionizing photons in air at atmospheric pressure. Phys.Rev.,1948,v. 73,^7,p.798-800

29. Loeb L.B. The treshold for spark development by streamer mechanism in uniform fields. Phys.Rev., 1948,12,p. 210-212

30. Hopwood W. The positive streamer mechanism of spark breakdown. Proc. Phys. Soc., 1949, v. 62 B, p. 657-664.

31. Лозанский Э.Д., Фирсов О.Б. Теория искры. М., Атомиздат, 1975, 271 с.

32. Paetov Н. Uber die als Uachwikkung von Gasentladungen an den Elektroden auftretende spontane Elektronenemission und die Feldelektronenemission an dunnen Isolatorschichten. -Z. Phys., 1939, Bd. 111, S. 770-790.

33. Gosta H. Uber die Hachlieferungselektronen durch Photo-effekt in einer unselbstandingen F/asserstoffentladung. -Z. Phys., 1939, Bd. 113, S. 531-546.

34. Бойс Д. Спектроскопия в вакуумной ультрафиолетовой области спектра. УФН, 1946, т. 30, с. 245-341.

35. Хастед Дж. Физика атомных столкновений. М.,Мир,1965, 512 с.

36. Фирсов О.Б. К теории искры. Кандидатская диссертация.Л.,1947

37. Geballe R. The production of protons relative to ionization by collision in a Townsend gap. Phys. Rev., 1946, v. 66, p. 316-320.

38. Llewellyn-Jones P. Ionization and breakdown in gases. London, Methuen, 1957.

39. Лозанский Э.Д. К вопросу о природе фотоионизирующего излучения при стримерном пробое газа.-1ТФ,1968,в. 9,с.1563-1567.

40. Матюшин А.Т., Матюшин В.Т. 0 применении дебаевского приближения к переходу лавины в стример. Препринт ОИЯИ 13-55-04, Дубна, 1970, 18 с.

41. Воробьев А.А., Руденко Н.С., Сметанин В.И. Техника искровых камер. М., Атомиздат, 1978, 120 с.

42. Омаров О.А., Рухадзе А.А. 0 проявлении плазменной стадии развития лавины при искровом пробое газов. НТФ, 1980, т. 50, вып. 3, с. 536-539.

43. Браун С. Элементарные процессы в плазме газового разряда. Пер. с англ. М., Госатомиздат, 1961, 232 с.

44. Омаров О.А., Рухадзе А.А., Шнеерсон Г.А. 0 плазменном механизме пробоя газов высокого давления в сильном постоянном электрическом поле. ЖТФ, 1979, т. 49,вып. 9, с. 1997-2000.

45. Бортник И.М., Кочетов И.И., Ульянов К.Н. Математическая модель лавинно-стримерного перехода. ТВТ, 1982,т. 20, вып.2, с. 193-200.

46. Бортник И.М., Кочетов И.И., Ульянов К.Н. Лавинно-стримерный переход в SFg . ТВТ, 1983, т. 21,вып. 2, с. 234-239.

47. Лагарьков А.Н., Руткевич И.М. Современное состояние теории ионизирующих волн в сильных электрических полях. 6 Всесоюзная конференция по физике низкотемпературной плазмы. Тезисы обзорных докладов.Ленинград, 1983, с. I17-127.

48. Бройтман А.П. О стримерном пробое газов. В сб.: Пробой диэлектриков и полупроводников. Махачкала,1984,с.125-132.

49. Бройтман А.П., Омаров О.А., Эфендиев К.А. К вопросу электрического пробоя газов. В сб.: Пробой диэлектриков и полупроводников. Махачкала, 1980, с. 55-61.

50. Бройтман А.П., Омаров О.А. О плазменной модели развития стримера при пробое газов высокого давления. ЖТФ, 1983, т. 53, вып. 4, с. 776-778.

51. Бройтман А.П., Омаров О.А. О механизме распространения стримера в сильных электрических полях. В сб.: Пробой диэлектриков и полупроводников. Махачкала, 1980, с. 45-50.

52. Бройтман А.П., Омаров О.А. О лазерном механизме распространения стримеров. Письма в ЗКТФ, 1981,вып. 7, с. 389-392.

53. Broitman А.P., Omarov О.А. On a plasma theory of streamer gas breakdown. 15 ICPIG, Minsk, 1981. Conf.Pap.,Part II, p.577-578.

54. Бройтман А.П., Омаров О.А. 0 природе фотоионизирующего излучения при сильном стримерном пробое газов высокого давления. Всесоюзное совещание по физике электрического пробоя газов Махачкала, 6-9 сентября 1982, Тезисы докладов, с. 42.

55. Андреев С.И. Импульсные разряды в плотных газах и их излучение. Докторская диссертация. Л., 1976, 467 с.

56. Зельдович Я.Б., Райзер Ю.П. Физика ударных волн и высокотемпературных явлений. М., Наука, 1966, 686 с.

57. Hinnov Е., Hirschberg J.G. Electron-ion recombination in dense plasmas. Phys. Rev., 1962, v. 125, p. 792-801.

58. Гудзенко Л.И., Яковленко С.И. Плазменные лазеры. М., Атомиздат, 1978, 252 с.

59. Биберман Л.М., Воробьев B.C., Якубов И.Т. Кинетика неравновесной низкотемпературной плазмы. М.,Наука,1982, 375 с.

60. Вайнштейн JI.A., Собельман И.И., Юков Е.А. Возбуждение атомов и уширение спектральных линий. М., Наука, 1979, 319 с.

61. Wiese W.L., Smith M.W., Glennon В.М. Atomic transition probabilities. h4RDS-EBS, 1966, v. 4, 187 p.

62. Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров. М., Физматгиз, 1963, 640 е.; М., Наука, 1977, 319 с.

63. Преображенский Н.Г. Спектроскопия оптически плотной плазмы. Новосибирск, Наука, 1971, 178 с.

64. Грим Г. Спектроскопия плазмы. Пер. с англ. Г.В.Шолина и Г.Е.Смолкина. М., Атомиздат, 1969, 452 с.

65. Грим Г. Уширение спектральных линий в плазме. Пер. с англ. Под ред. Г.А.Кобзева и Г.В.Шолина. М., Мир, 1978, 491 с.

66. Бройтман А.П., Омаров О.А., Решетняк С.А., Рухадзе А.А. Плазменная модель стримерного пробоя газов. Препринт № 197, ФИАН СССР, 52 с.

67. Бройтман А.П., Омаров О.А., Решетняк С.А., Рухадзе А.А.0 начальной стадии формирования стримерного пробоя газов. -Краткие сообщ. по физике, ФИАН, 1984, № 6, с. 50-54.

68. Бычков Ю.И., Королев Ю.Д., Месяц Г.А. Инжекционная газовая электроника. Новосибирск, Наука, 1982, 237 с.ч

69. Бройтман А.П., Омаров О.А., Решетняк С.А., Рухадзе А.А.0 роли рекомбинации при стримерном пробое газов. Краткие сообщ. по физике, ФИАН, 1984, № 9, с. 27-31.

70. Bates D.R., Kingston А.Е., McWhirter R.W.P. Recombination between electrons and atomic ions. Proc. Roy. Soc., 1962, v. 267, p. 297-312.

71. Решетник С.А. Вопросы кинетики в лазерах на плазме и вращательных переходах. Труды ФИАН, 1975, т. 83, с. 146-215.

72. Гордиец Б.Ф., Гудзенко Л.И., Шелепин Л.А. Релаксация заселен-ностей уровней водорода в высокоионизованной плазме при учете реабсорбции излучения. JQSRT , 1968, № 8, р. 791-804.

73. Berlande J., Cheret М., Deloche R., Gonfalone A., Manus C. Pressure and electron density dependence of the electron-ion recombination coefficient in helium. Phys. Rev., 1970, v. 1 A, N 3, p. 887-896.

74. Смирнов Б.М. Физика слабоионизованного газа. М.,Наука,1978, 416 с.

75. Бройтман А.П., Омаров О.А., Решетняк С.А., Рухадзе С.А. Фотоионизация как механизм формирования стримера. Краткие сообщ. по физике, ФИАН, 1984, № 9, с. 39-48.

76. Будак Б.М., Самарский А.А., Тихонов А.Н. Сборник задач по математической физике. М., Наука, 1972, 687 с.

77. Голант В.Е., Жилинский А.П., Сахаров С.А. Основы физики плазмы. М.,Атомиздат, 1977, 384 с.

78. Гуревич А.В. О некоторых особенностях омического нагревания электронного газа в плазме. ЖЭТФ, I960, т. 38, вып. I,с. 116.

fizmathim.com

Глава 32. Плазменный пробой - Царь зверей. Часть 5 - Антон Емельянов - rutlib2.com

Это была всего лишь догадка, не более. У Кхаля и Ана-Тари был один и тот же класс. При этом ящерка свой скрывала — я сам узнал о нем, выполняя особый царский квест, а о тайной организации, куда входил зеленоволосый, я узнал от наставника. Дальше уже только мое допущение, что и моя старая знакомая тоже имеет к ней хоть какое-то отношение.

— Две минуты, жди моего ответа, — неужели, получилось?

Игрок Кхаль приглашает вас перенестись к нему

Согласиться?

На секунду появилось желание остановиться и все обдумать, но тут же было сметено ощущением правильности того, что я делаю. Подтверждаю переход, и вот я стою в каком-то зеркальном зале: в стороне раздаются шаги удаляющегося зеленоволосого, а прямо напротив стоит и хмурится Ана-Тари. Как же все быстро происходит: еще бы пару лет назад такой темп событий вогнал бы меня в ступор, но сейчас вполне естественно получается под него подстроиться.

— Давай поговорим, — не знаю, как Кхаль так быстро убедил ее со мной встретиться, но ящерка явно не ждет от этой беседы ничего для себя интересного. Что ж, мне найдется, чем ее удивить.

— Мне нужен пилот! — всего три слова, а как расширились ее глаза и рот растянулся в хищной зубастой улыбке. Все-таки приятно иметь дело с умными людьми, точнее, ящерками — с полуслова все понимают.

— Значит, тот истребитель, что ты угнал. Раз просишь помощи, значит, есть проблемы, хотя меня это не волнует. Я готова помочь, но при одном условии, — практически настоящий квест получается — «я тебе помогу, если ты…», и так раз за разом. Жалко, что в системе он не прописывается, так что награды за него не будет. — Первым делом мы с тобой нанесем визит на Риккини-Тен и немного постреляем.

— У вас же, вроде, нейтральные отношения, если не считать прошлого раза? Неужели, из-за одной стычки ты готова окончательно их похоронить? — нет, я ее не отговариваю, но сейчас не тот случай, когда можно на кого-то полагаться, не до конца понимая его мотивы.

Ана-Тари на мгновение задумалась, оценивая, стоит ли посвящать меня в детали, но потом, похоже, признала мое право на получение объяснений.

— После начала боя мы довольно быстро заключили соглашение и договорились поделить наследие древних. Это не первый раз, когда я от лица «Времени вечности» принимала участие в переговорах с риккини, и привыкла, что мы ведем их честно. Вот только тогда за мной был только мой отряд, а договор — его соблюдают только, если это выгодно или если твой противник равен тебе. В данном случае не было ни того, ни другого, и большеглазые просто выждали момент и ударили нам в спину.

Столько горечи в голосе. Даже не знаю, от чего ее больше: от того, что не все предусмотрела, или от того, что ее посчитали ниже себя. В любом случае, страдает гордость, а с возрастом такое становится прощать все труднее и труднее.

— Но как же подтверждение договора системой? Крийл? — я почему-то был уверен, что любой договор в Джи священен, а тут оказывается, что есть обходные пути.

Ящерку будто прорвало — видно, что ей давно хотелось выговориться, но подходящих ушей не попадалось:

— Для одиночек тут без вариантов. А вот с большими альянсами все сложнее. Сначала нас атаковал только двадцать один риккини, один отряд, смертники, готовые рискнуть и отбыть свое наказание на рудниках ради клана. Если бы мы не ответили, они бы постепенно нас всех и положили. Ну, а когда мы начали сопротивляться, договор был автоматически расторгнут по обоюдному согласию. Как итог, три четверти моих сторонников лишились уровней, а их небольшой отряд отправится на сотню лет на Крийл. Вот только учитывая, что у аристократических домов глазастиков там немало собственности, наказание обещает быть не очень тяжелым, — тут Ана-Тари перевела дыхание. — Теперь ты понимаешь, почему я хочу с ними разобраться?

— Месть? — улыбнулся я.

— Месть! — ящерка оскалилась в ответ и хлопнула меня по плечу.

Если честно, дальше я планировал собирать отряд, пробиваться к бункеру и только там призывать Ана-Тари, чтобы та открыла для нас истребитель древних. Но ящерка все решила за меня: искрошив в пыль какой-то древний артефакт, она открыла дорогу в теоретически закрытый для нее земной ареал. Интересно, сколько такая штука стоит? Даже учитывая его одноразовость, уверен, что немало — хочешь обходить общие правила, будь готов платить.

— Ограничений все равно полно, — она заметила мой недоуменный взгляд. — Нельзя атаковать, да и время не бесконечно. Так что предлагаю поторопиться.

Так как проход Ана-Тари организовала по координатам, переданным Светкой, мы оказались сразу на месте: перед забором, покрытым кучей заклинаний и следящих датчиков. Моментально среагировав на появление непрошенных гостей, они сконцентрировали на нас лучи прожекторов, выхвативших наши фигуры из сгустившихся сумерек, а со всех сторон начали появляться игроки и боевая техника. Вот из небольших ангаров, разбросанных по всей территории базы, выехали около двадцати танков, вот развернули стволы не меньше десяти стационарных орудий, пара из которых оказалась переделанной версий осадных пушек риккини, собранной из обломков. И это то «немного», о котором говорила Светка? А ведь она еще обещала часть сил отвести. Да уж, в одиночку мне тут делать было бы нечего, да и сейчас не все понятно, учитывая, что атаковать Ана-Тари не может.

— Александр Носков, прошу вас убрать оружие в инвентарь и подойти к нам. Постарайтесь без глупостей, — как же быстро меня вычислили. Проследив за голосом, я увидел, что со мной говорит стоящий в отдалении за линией своих войск крупный мужчина, а рядом с ним замерла старая знакомая Аска Мэй. Похоже, ее пытались использовать как царя и все-таки открыть истребитель своими силами. Интересно. — Уважаемая Ана-Тари, оставайтесь на месте, мы знаем, что вы не можете атаковать. Скоро за вами прибудет представитель Содружества.

Ящерку аж перекосило, она, наверно, как и я, ни секунды не сомневалась, что этот неожиданный представитель будет, скорее всего, с Риккини-Тена. Но в целом Ана-Тари спокойна, значит, и я буду держать себя в руках: уверен, у такой как она обязательно есть план.

— Кстати, вон та девчонка рядом с переговорщиком тоже царь. Тебя как экзекутора не интересует? — решил немного поднять ей настроение.

— Слишком маленький уровень, — моя напарница только пожала плечами. — Да и я обещала всех местных царей отдать Кхалю за то, что он организовал нашу встречу. Кстати, помимо нее, тут еще два царя.

Вот ведь зеленоволосый хитрец: взял плату с нас обоих. Стоило мне о нем вспомнить, как ящерка открыла еще один портал, и он как раз из него и появился. Еле заметная молния пронеслась через все ряды землян, и, оказавшись за спиной у японки, разрядила прямо в нее извлеченную из инвентаря огромную ракетницу.

— Прокачал невидимые ракеты! С первого раза! — прилетело сообщение в групповой чат. И когда он успел к нам добавиться?

— Что ж, пока все заняты, надо бы и нам начинать двигаться, — воспользовавшись устроенным Кхалем бедламом, Ана-Тари активировала какую-то круговую защиту и потянула меня вперед. Как оказалось, запрет нападать вовсе не мешал защищаться, так что часть охраны, продолжавшая следить за нами и открывшая огонь, только зря перевела боеприпасы. А что вы хотели — защита игрока тысячного уровня, это штука серьезная.

Окруженные настоящим огненным шквалом, мы добрались четвертого бункера. Открывая дверь, я боялся, что корабль уже забрали или перевезли в другое место, но нет. Вот он стоит, родимый. А рядом какой-то странный тип.

Ри-Исто Лаган

Секретарь содружества

— Вы зря не послушались представителя власти этой планеты, — как-то печально начал он. — Повторю еще раз: уберите оружие. Ана-тари, ты пойдешь со мной, человек, ты останешься на суд своей расы.

— Ты серьезно рассчитываешь, что после всего, что было, мы тебя послушаем? — в голосе Ана-Тари просто неимоверное количество сарказма.

— А сейчас разве время для шуток? Вселенной угрожает реальная опасность: древние — это не ваши детские игры в песочнице, — меня, кстати, все это время невольно мучила похожая мысль. Но, выбирая между конкретной свободой для себя и абстрактной безопасностью для всех, я, пожалуй, за первое.

— Вот мне-то не надо вешать лапшу на уши, — о чем это ящерка? — Сеты, древние — да в них еще, минимум, месяц сознание не пробудится после такого-то отсутствия. Вы же следили за Йоруином на Земле — просто обычный сильный монстр с хорошими инстинктами, но с минимумом интеллекта. А учитывая, что найдено оружие Таал-Пцигов, опасности, в принципе, нет. Да один истребитель за день может решить все проблемы на Джарке. Вы это, конечно, знаете не хуже меня, но кто же откажется от такой шикарной возможности перекроить границы, союзы и зоны влияния, да еще на сдачу получить титул спасителя вселенной?

То есть, все планы с кем-то договориться ничего не стоят? Как же сказала Ана-Тари — договариваются либо с равными, либо, если это выгодно. А Земля для Содружества — это ни то, ни другое. Получается, сейчас те, кто в курсе, снимают все сливки, а остальные просто подставляются, загоняя себя в долговые ямы.

— Тогда у меня не останется другого выбора, кроме как задержать вас самому, — и как он рассчитывает это сделать? Он же тоже тысячный и не может атаковать.

Выход из игры заблокирован владельцем территории

Блокировка нарушает права игроков, необходима санкция Содружества

Право утверждено представителем Содружества

— Видите, как все просто, — Ри-Исто не торопясь вытащил из-за пояса светящийся голубым клинок. — Правительство Земли передало мне эту территорию в собственность, чтобы я смог забрать корабль. А значит, мои возможности в этом месте, даже с учетом закрытости ареала, существенно возрастают. Согласитесь, разве не замечательно, что даже санкцию Содружества получилось так быстро получить?

— Ты царь и лидер расы. Ты можешь разблокировать мои способности, если посчитаешь, что это в интересах Земли, — рядом раздался тихий голос ящерки.

Что ж, раз наш собеседник злоупотребляет своим статусом представителя Совета Содружества, то мне, к счастью, тоже есть чем злоупотребить.

— Разрешаю игроку Ана-Тари использовать все свои способности в течение минуты, — доверяй, но время использования лучше ограничить. Вот только почему ничего не происходит. Чего не хватает? — Во имя интересов Земли.

Атакующие способности игрока Ана-Тари временно разблокированы

На ящерке тут же появился такой знакомый доспех, а мгновенно оказавшийся в руках бластер выстрелил ровно четыре раза. Лучи, сложилось ощущение, просто исчезли, а потом появились прямо перед лицом побледневшего Ри-Исто. Похоже, тот слишком понадеялся на свою неприкосновенность и не был готов к бою.

Игрок Ри-Исто Лаган убит

Из-за запрета на выход из игры, тело так и осталось лежать на земле, не пропав ни когда мы грузились в истребитель, ни когда взлетали. Это, пожалуй, хорошо — значит, никого предупредить он не успеет, и наши планы точно окажутся кое для кого сюрпризом.

— Все — уходим, сейчас я открою портал, — предупредила Ана-Тари, подняв нас в верхние слои атмосферы. А ведь столкновение с Ри-Исто подняло ей настроение.

— Сможешь сделать диаметр не меньше тридцати метров? — в голову мне закралась одна интересная идея.

— Сто тысяч сверху, оно точно того стоит? — это что еще такое? У меня не выспрашивают подробности, а просто уточняют детали в тех местах, где мне, очевидно, не хватает опыта. Неужели, так и работают настоящие партнеры? Не наставник с неопытными стажерами, не прожжённый манипулятор со своими жертвами, не лидер, ведущий за собой, а просто пара игроков. Равных! Черт, я не хочу улыбаться — это глупо, но не могу удержаться.

— Да! — в небе тут же вспыхнул портал, и, прежде чем мы туда юркнули, я успел провести два призыва. Первый — спутник с орбиты Земли плавно переехал на Риккини-Тен, второй — рядом с нами оказался Карло.

— Царь щитов, — оценила нашего гостя Ана-Тари. — А это может быть интересно.

В этот момент наш истребитель как раз зашел на вираж и устремился к расположенному под нами центральному космодрому риккини. К нам тут же устремилась пара десятков дежурных машин. Огромные пушки на поверхности начали поворачиваться в нашу сторону. Прорвемся или нет? Ана-Тари отметила на тактическом дисплее место, где по ее данным разместили истребители древних. На регулярные полеты их, естественно, никто отправлять не стал, так что у нас есть секунд двадцать, пока пилоты не доберутся до мест и не подымут их в воздух. Успеем ли мы за это время до них добраться и уничтожить хотя бы парочку?

— Расчищай дорогу! — закричала Ана-Тари и направила наш истребитель прямо вперед, не делая никаких маневров уклонения. А у доверия партнеров есть и обратная сторона. Ему надо соответствовать.

Призыв спутника

Выстрел

Мой монитор, накопивший полные батареи за время бездействия на Земле, разрядил свои пушки, запустив прямо перед нами настоящую плазменную волну, которая просто сожгла все устремившиеся в нас ракеты и перехватчики. Ушло практически восемьдесят процентов заряда, но оно того стоило — теперь путь был свободен.

Остатки же энергии я перекинул на робота. Тот до этого только удивленно оглядывался по сторонам, но увидев, как его лимит увеличился в десятки раз, тут же понял, зачем я его позвал.

— Все щиты откатились, готов ставить любые по команде, — голос Карло звучит буднично, но я-то его давно знаю — железяка просто в восторге.

— Стелс-режим активирован, двигатели работают нормально, перегрев шесть процентов, — отчиталась Ана-Тари. Теперь что, моя очередь?

— Пушки готовы! — ну что, большеглазые, а вот и мы. Не стоило злить землян, пятитысячелетних ящериц и психически неуравновешенных роботов!

rutlib2.com