Механика жидкости и газа. Избранное. Под общей ред. А.Н. Крайко. (1014100), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Мл Энергия, 1974. 21. Вигель Р., Хауэлл Лис. Теплообмон излучением. Мл Мир, 1975. 22. Адрианов В.Н. Основы радиационного и сложного теплообмена. Мл Энергия, 1972. 23. Биберман Л.М. Приближенный способ учета диффузии резонансного излучения Л Покл. АН СССР. 1948. Т. 59. № 4. Глава 2.3 О МЕХАНИЗМЕ УСКОРЕНИЯ КАТОДНЫХ СТРУЙ ПАРА* ) Г. А. Любимов Известно [см., например, обзоры в [1-3)), что катодное пятно вакуумной дуги является источником струи пара материала электрода.
Расход пара в этой струе определяет эрозию электрода в паровой фазе. Измерения скорости катодных струй показали, что вдали от катодного пятна [на расстояниях, больших 1 см) скорости в струе сверхзвуковые и весьма велики (10з -10в см/с) по абсолютной величине [4-8].
Для объяснения экспериментально обнаруженных высоких скоростей и соответственно высоких средних энергий [порядка десятков электрон-вольт) частиц в струях, которые оказывались сравнимыми и даже большими энергии еП (П --- напряжение на дуге), выдвинуто много различных физических гипотез. Критический обзор существующих в этой области гипотез можно найти в работах [1, 2), авторы которых приходят к выводу о том, что ни одна из существующих гипотез не может считаться удовлетворительной с точки зрения описания всей совокупности опытных данных и непротиворечивости физических предположений. Последние работы в этом направлении [8, 9) опирая>тся при трактовке экспериментальных данных на предположение о существовании горба потенциала вблизи поверхности катода. Считается,что максимум потенциала в этом горбе может превосходить разность потенциалов на дуге и должен соответствовать средней энергии частиц плазмы струи.
Возникновение частиц высокой энергии связывается при этом с ионизацией нейтралов в области высокого потенциала. Концепция "горба потенциала", по существу, определяет некоторый мыслимый источник энергии, достаточный для объяснения наблюдаемых в опыте энергий струи. При этом вопрос об условиях реализации принятого распределения потенциала в реальных физических условиях не *)Докл. АП СССР. 1975. Т. 225. 55 5. С.
104о-1048. 239 2.З] Механизм ускоренна натоднь~х струя нара обсуждается. В последней работе данного направления (8] физические процессы, связанные с источником энергии, вообще не обсуждаются, а просто предполагается,что такой источник необходимой интенсивности вблизи пятна существует. В связи с изложенным представляет интерес вновь рассмотреть вопрос о динамике катодных струй пара и возможном объяснении наблюдаемых в опытах фактов. В настоящее время можно считать установленным, что вблизи поверхности электрода в области катодного пятна имеет место высокая концентрация паров материала электрода (2].
По разным оценкам концентрация частиц в этой области имеет порядок 10за — 10за см з. При горении дуги в вакууме отсутствуя>т силы, способные удержать облако пара высокого давления вблизи поверхности электрода, и поэтому пар истекает из этой области в виде струй. Расход газа в катодной струе определяется эрозией электрода в паровой фазе. Благодаря высокому давлению газа в струе вблизи пятна, движение газа в ней на начальном участке разлета будет газодинамическим. После достаточного расширения струи столкновения частиц газа в ней будут отсутствоват, и частицы будут либо двигаться по инерции (нейтралы), либо ускоряться (электроны), или замедляться (ионы) в слабом электрическом поле., действующем в дуге вдали от катодной области. Воспользовавшись этим обстоятельством, запишем газодинамичсский интегральный закон сохранения энергии, выбрав в качестве контрольных сечений плоскость, расположенную на границе плазмы с областью объемного заряда (сечение 1)., и плоскость, расположенную в области, где столкновения отсутствуют (сечение 2).
В результате получим С вЂ” — + $2 $1~ (92 + Я1) + (~ + Е + Е ~2 2 (1) где и, р, р и 1 - соответственно скорость, плотность, давление и теплосодержание газа в струе, С суммарный расход материала электрода (эрозия в паровой фазе), д --. потери тепла через контрольные сечения за счет теплопроводности, 1,) и е --- выход энергии с излучением и приток энергии от электрического поля между контрольными сечениями, е* приток энергии негазодинамического происхождения через начальное сечение например, энергия пучка эмитированных и ускоренных в катодном падении потенциала электронов, энергия ионов, покидающих рассматриваемый объем и составляющих ионный ток на катод, начальная энергия при взрывном механизме образования пятна и т.д.).
При получении (1) предполагалось, что распределение параметров в контрольных сечениях в области пятен однородно. Соотношение (1) представляет собой общий закон сохранения энергии, записанный для стационарного случая. Для нестационарных пятен это уравнение будет иметь тот же вид, если время разряда много больше времени жизни пятна., причем под величинами, входящими в (1), в этом случае надо понимать средние по времени разряда [Гл. 240 Г.А.
Любимов и др. значения. Различие физических процессов, в частности, приводящих к образованию пара, в пятнах разного типа приводит к различному определению отдельных членов в уравнении [1). Будем исходить из того, что во всех опытах по измерению скорос- тей струи пара, истекающей из области катодного пятна, зафикси- рованы скорости намного больше тепловых. По-видимому, этот факт можно считать не зависящим от типа пятна (которое, кстати сказать, ни в одном опыте не наблюдалось). При этом иг » иг, иг~,~2 >> гь Ис- пользуя также условие рг = 0 и пренебрегая потерями на теплопро- водность и излучение, из [1) получим г С вЂ” = е + е — Сегы с = Шо,, 2 (2) где вгг — изменение внутренней энергии газа между сечениями 1 и 2, связанное с изменением степени ионизации и возбуждением, 11„ падение потенциала в струе вне слоя объемного заряда.
Если пятно имеет тепловой характер [например, групповое пятно), то последние два члена в [2) уравновешиваются с точностью до отброшенных членов [10). При этом уравнение энергии принимает простой вид С иг (3) где сг .-- падение потенциала по дуге, 11, --. катодное падение, реализующееся в слое объемного заряда между поверхностью электрода и сечением 1. Уравнение [3) позволяет сделать некоторые общие выводы. Энергия внешнего источника энергии, обеспечивающего горение разряда, равна произведению тока на падение потенциала на дуге 1С. Поэтому всегда Си~~/2 < 111. Отсюда для кинетической энергии, рассчитанной на одну тяжелую частицу, получим миг/2 < 1о'т/С.
Кинетическая энергия частиц может быть больше энергии е11, если г г вС (4) Этот факт не связан с наличием в области разряда локальных потенциалов, превышающих падение потенциала на дуге. Укажем для примера, что параметр ог порядка 10 для условий экспериментов [7), порядка 40 — — для условий [4], порядка 200 .- для условий [8) т.д. Физически механизм ускорения в данном случае связан не с пролетным или амбиполярным [8) ускорением ионов, а передачей импульса и энергии от электронов к тяжелым частицам за счет столкновений. При этом естественно, что механизм такого ускорения тем эффективнее, чем больше отношение потока электронов к потоку тяжелых частиц, выражаемое параметром (4).
В катодных струях тепловых пятен, а также в струях любых пятен, в которых приток энергии через начальное сечение не превосходит потерь на неупругие процессы в объеме струи, ускорение пара 2.3] 241 Механизм ускорения натадньььх етруьь пара происходит за счет объемного притока энергии электрического поля, причем уравнение энергии в этих случаях имеет вид [3). Соотношение [3) можно использовать для обработки экспериментальных данных по изменению скоростей в катод- 4 А! ных струях. К сожалению, в работах, Мй посвященных этому вопросу, часто от° 'нь «Ай сутствуют необходимые для такой обра- ° Сц ботки данные.
Поэтому, например, невоз- 2 можно обработать обширный материал, содержащийся в [11]. Наиболее полная экспериментальная информация, связанная с катодными струями, содержится в [7]. Здесь для широкого круга металлов имеются измерения расхода материала катода в паровой фазе, падения напряжения на, дуге н скоростей газа (маят- никовым методом).
Для обработки этих данных воспользуемся ьюот- ношением (3). Для этого представим его в виде ь"!,Ф[ --'.) = ".—,. =-. Отсюда следует, что безразмерная скорость и, определенная соотно- шением (5), должна быть равна параметру о. Соответствующая пря- мая представлена на рисунке. Для того чтобы обработать эксперимен- тальные данные [7] в переменных и, о, необходимо задаться величиной катодного падения.
(5) Наиболее полные и, по-вндимому, надежные данные по измерениям катодных падений на разных металлах содержатся в [12]. Они получены методом измерения потенциала на короткой дуге при размыкании контактов в диапазоне токов 1 ~ 30 А. При этом катодное падение оказалось зависящим от тока дуги (соответствующие диапазоны значений для интересующих нас материалов приведены в таблице). Опыты [7] по измерению скоростей относятся к болыпим токам [Гл.
242 Г.А. Любимов и др. (170 и 300 А). Соответствующие данные по катодному падению при этих токах нам неизвестны. При обработке данных [7] будем пользоваться средними значениями У,* катодных падений [12] [см. таблицу). Результаты соответствующей обработки опытных данных [8] в безразмерных переменных и, а представлены на рисунке. Кроме того, в таблице приведены измеренные из и вычисленные и' по формуле [3) [по расходу и падению напряжения на дуге) значения скоростей. Видно, что соотношение [5) качественно соответствует опытным данным, а значения, приведенные в таблице, указывают также на неплохое количественное соответствие измеренных и вычисленных величин скорости.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
