Диссертация (1097947), страница 45

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 45)

Определенные таким образом вращательныетемпературы с использованием различных полос второй положительной системы молекулыазота ( Trot  C 3u  =350 К) и первой отрицательной системы молекулярного иона азота( Trot  B 2u  =600 К) заметно различаются. Подобное различие в значениях вращательныхтемператур наблюдалось в [662, 1106], которые посвящены определению вращательной ипоступательной температур в условиях неоднородного распределения параметров НТП.Например, в [1106] проводились спектральные исследования инициирования свободно локализованного СВЧ разряда в сверхзвуковом потоке азота. Неоднородные распределенияизлучающих молекул азота и иона азота в состояниях C 3 u и B 2u в плазме приводят кзаметным различиям в значенияхнеразрешеннойвращательнойTrot  C 3u структурыиTrot  B 2u  , определенныхэлектронно-колебательныхметодомпереходовN 2 (C 3 u  B3 g ) и N2  B 2u  X 2g  , соответственно. В отрицательной короне, различие вовращательных температурах молекул N 2 и ионов N 2 , по - видимому, кроется в кинетикевозбуждения - ионизации молекул азота в плотной атмосфере гелия.

Необходимо такжеучитывать, что коронный разряд характеризуется сильно неоднородным пространственнымраспределением параметров. Поэтому, одно из возможных объяснений наблюдаемого различиявращательныхтемпературсостоитвтом,что:излучениеN 2  C 3 u наблюдается,234преимущественно, с периферии коронного разряда, где плазма является относительнохолодной, по сравнению с той, что локализована вблизи коронирующего электрода, в которойобразуется возбужденный молекулярный ион N 2  B 2u  [330, 662, 1106].Рис.112.

Экспериментальный(точки) и рассчитанный (сплошнаялиния) спектры полосы 0-0 а) -He2 (d 1u  b1 g )иб)-He2 (d 3u  b3 g ) при p =1 Атм. вгазообразномсогласиегелии.междуэкспериментомНаилучшеетеориейдостигаетсяидлязначения Trot (d 1u ) = Trot (d 3u ) =325±25 К. Условия как на рис.

108.ФРВУ возбужденных состояний d 1u и d 3u описываются формулой Больцмана (рис.112). Значения Trot  d 1u  и Trot  d 3u  совпадают в пределах погрешности и лежали вдиапазоне 325–380 K, слабо меняясь с увеличением давления. Измеренные и рассчитанныераспределения согласуется с теми, что наблюдались в жидком гелии, возбужденногоэлектронным пучком [1370]. Поскольку основное состояние He2 нестабильно, то следуетожидать, что излучающие состояния d 1u и d 3u образуются в результате процессов сучастием тяжелых частиц. Поэтому, вероятно, что поступательная температура Tg отличаетсяот измеренной вращательной температуры.ФРКУ молекулы азота в электронно - возбужденном состоянии C 3 uзаметноотличается от функции Больцмана.

Температура возбуждения Tv  C 3 u  составляет 2400 К.235Рис.113. Рассчитанный спектр полос 0 – 0 и 1 – 1 переходов а) - He2 (d 1u  b1 g ) и б) He2 (d 3u  b3 g )взависимостиотколебательнойтемпературы,соответствующейколебательным уровням 0 и 1 состояний d 1u и d 3uЧтобыоценитьзначенияколебательныхтемпературTv  d 1u иTv  d 3u  ,соответствующие колебательным уровням 0 и 1 возбужденных состояний d 1u и d 3u ,соответственно, также было выполнено численное моделирование полосы 1–1 исследуемыхсистем.

Как видно из рис. 113, изменение колебательной структуры становится заметным, есликолебательные температуры  800 K. Это свидетельствует о том, что для условий коронногоразряда колебательные температуры 800 K.2.4.2. Электрический пробой в жидком азотеЗначения поступательной Tg , вращательных температур Trot  B 2  и Trot  C 3 u  вразрядном канале, формирующемся на стадии пробоя в жидком азоте в разрядной системеостриё - плоскость определялись методом неразрешенной вращательной структуры полосN 2 (C 3 u  B3 g ) и CN ( B2  X 2) в диапазоне  =360–740 нм.Спектры регистрировались из объема вблизи острия анода.

Спектр излучения плазмыпробоя разрядного промежутка, являлся интегрированным по времени и усредненным по егосечению. Определение распределения Trot  r / RC  в зависимости от приведенного радиусаизлучающего канала r / RC , основывалось на сопоставлении измеренных и усредненных посечению канала спектральных профилейI ( )полос излучения N 2 (C 3 u  B3 g ) и236CN ( B2  X 2) , полученных численным моделированием. Спектральное распределениеинтенсивностиI   , r / RC  , рассчитанное в приближении неоднородного распределенияплотности излучающих молекул N  r / RC  и Trot  r / RC  в зависимости от r / RC , усреднялось посечению каналаI   2100 d  I   , r / RC   d (r / RC )  (r / RC )2100. (2.4.0) d  d ( r / RC)  (r / RC )Здесь RC - радиус канала.Рис.114.

Рассчитанный (линии) и измеренный (точки) спектры полосы 0-2 секвенцииv  2 N 2 (C 3 u  B3 g ) в зависимости от Trot разрядном канале, формирующемся на стадиипробоя в жидком азоте [1115, 1121]. Сплошная линия - расчет усредненного по сечению каналаспектрального распределения интенсивности, пунктирная линия и точки  – расчетспектрального распределения в предположении однородного распределения значенийвращательной температуры, плотности молекул азота по сечению канала при Trot =130 К иTrot =325 К, соответственно. В верхнем левом углу, показано распределение Trot в зависимостиот приведенного радиуса излучающего канала r / RC , которое учитывалось при расчетеусредненного по сечению канала спектрального распределения интенсивности полосы 0–2 (см.текст).237Рис.115.

Рассчитанный (линии) и измеренный (точки) спектры излучения секвенцииv =0 CN ( B2  X 2) в разрядном канале, формирующемся на стадии пробоя в жидком азоте[1115, 1121]. Сплошная линия – суммарный спектр. Пунктирные и штрихпунктирные линии –парциальные спектры полос 0–0, 1–1, 2–2, 3–3 и 4–4, формирующие суммарный спектр.Наилучшее согласие между теорией и экспериментом достигается для значения Trot =125±25 К.При определении величины I ( ) значения Trot  r / RC  в зависимости от r / RC в каналезадавалось в видеTrot  r / RC   Trot  r / RC  0   1  (r / RC )b  exp(s  (r / RC )b ) (TW / 2)  1  (r / RC )b  (r / RC )b  exp s  ((r / RC )b 1) .

(2.4.1)Значения b , s и величина вращательной температуры на оси канала Trot  r / RC  0  являлисьподгоночными параметрами. TW - температура при r = RC Плотность молекул N  r / RC определялась из уравнения состояния в предположении, что расширение газа в каналепроисходит при постоянном давлении. Были выбраны 7 электронно-колебательных полосN 2 (C 3 u  B3 g ) и CN ( B2  X 2) , с длинами волн 380.49 нм, 375.54 нм, 371.05 нм и 388.34нм, 387.14 нм, 386.19 нм, 385.47 нм, соответственно.На рис.

114 и 115 приведены рассчитанные и измеренные спектральные профили полос0-2 секвенции v  2 N 2 (C 3 u  B3 g ) и секвенции v =0 CN ( B2  X 2) . На рис. 114, в238верхнем левом углу, показана зависимость Trot  r / RC  от приведенного радиуса r / RCизлучающего канала. Результат расчета усредненного по сечению канала спектральногораспределения интенсивности в предположении больцмановского распределения молекул повращательным уровням J’ состояния C  u хорошо совпадает с результатом эксперимента при3значениях подгоночных параметров b=2 и s=1.9. Вращательная температура на оси каналаTrot  r / RC  0  =1300–1500 К и заметно отличалась от вращательной температуры, определеннойпо полосам CN ( B2  X 2) , которая составляла  100 – 150 К.

Согласие результатов расчета иэксперимента показывает, что спектральный профиль излучения может быть суперпозициейспектральныхпрофилейсразличнымизначениямивращательныхтемператур,соответствующих «холодным» и «горячим» частям канала. Различие измеренных температурсвязано с различными механизмами формирования ФРВУ возбужденных состояний молекулазота и циана [150].

Рис. 114 иллюстрирует, что температуры, определенные по участкамспектра при больших значениях J’ превышают температуры, получаемые в диапазоне малыхзначений J’. В этом случае спектральные профили определяются в предположении однородногораспределения вращательной температуры и плотности молекул азота по сечению канала. Так,значения Trot  C 3u  , полученные из сопоставления рассчитанного и экспериментальногопрофиля, соответствующих диапазонам больших и малых J’ равнялись 325±35 К и 130±20 К,соответственно. Результат, полученный для больших значений J’ находится в хорошемсогласии с результатом работы [1169].2.5. Исследование функций распределения молекулы и иона молекулы азота поколебательным и вращательным уровням в ТРПТ и СВЧ разряде в смеси азота иводорода методом эмиссионной спектроскопииОдной из важных проблем НТП в смесях различных газов является определение путейформирования компонентного состава, а также функций распределения частиц (атомов,молекулярных соединений и их ионов) по квантовым состояниям в результате гомогенных игетерогенных процессов [1371–1373].

Интерес к изучению азотоводородной НТП обусловлен еёшироким применением для решения ряда прикладных задач, таких, как: осаждение имодификация полимерных покрытий; азотирование сплавов для улучшения их структурных,механических и трибологических свойств; плазменная медицина (нанесение покрытий сфункциональными свойствами); синтез аммиака и гидразина; травление углеродсодержащихпленок и т.д.

[113, 114, 118, 123, 133, 141, 206, 1374–1390]. Экспериментальным и239теоретическим исследованиям НТП в смесях азота с водородом ( N2 -H2 ) посвящены работы[634, 1138, 1193, 1391–1456]. Экспериментальные исследования в азотоводородной НТПвыполнены: в искровом разряде [1391–1393, 1397]; в электронно- [206, 1401, 1404, 1407, 1411] иионно-пучковых разрядах [1408, 1418]; в дуговом разряде [1402]; в коронном разряде [1394–1396, 1398, 1406, 1414]; в барьерном разряде [1388, 1399, 1400, 1403, 1410,1428]; в ВЧ разряде[1417, 1449] и его послесвечении [1435]; в квазистационарном и импульсном тлеющем разрядахпостоянного тока [133, 141, 1374, 1376, 1384, 1385, 1386, 1409, 1412-1415,1420, 1421, 1424-1427,1429, 1430, 1434, 1436, 1438-1444, 1446, 1451] и их послесвечении [1375, 1413, 1416, 1423, 1431,1432, 1454]; в разряде с полым катодом [1378, 1453]; в СВЧ разряде [634 1138, 1380, 1387, 1390,1435, 1448,] и его послесвечении [1381, 1435, 1450]; в сверхзвуковой струе продуктов дуговогоразряда постоянного тока [1447], а также в дозвуковой струе высокой энтальпии газа [1456].

Стеоретическими моделями описания плазмохимии азотоводородной НТП можно ознакомитьсяв [113, 118, 133, 141, 1374, 206, 1413 1448, 1446, 1452, 1453, 1455]. В [1391-1400, 1403, 1406,1409, 1412–1417, 1424–1427, 1429, 1430, 1438] основное внимание уделялось поиску типагазового разряда и оптимизации его параметров (напряжения на электродах, полярностинапряжения, полного давления и компонентного состава смеси N2 -H2 , силы тока и т.д.) дляповышения эффективности образования аммиака NH3 , а также развитию методов егодиагностики.ИсследованияспектральногосоставаизлученияазотоводороднойНТПвыполнены в [133, 141, 1374, 1380, 1381, 1193, 1434, 1435, 1436, 1439, 1441–1443, 1447, 1450,1138, 1454, 634]. Немногочисленные данные о функциях распределения атомов водорода поэлектронным состояниям, молекулы азота и NH - радикала по ЭКВ уровням свидетельствуют онеравновесном состоянии азотоводородной НТП. Так, например, ФРКУ молекулы в состоянииC3 Π u , восстановленная по результатам спектральных измерений в [133, 141, 1374] в ТРПТ всмеси N2 -H2 при p =0.5 Тор и E/N =70 Тд, удовлетворительно описывается формулой Больцманас температурой возбуждения Tv  C3 Πu  = 5600 – 6400 К, Она заметно превышаетCпоступательную температуру Tg =325 – 450 К, а также колебательную температуру Tv  X1g+ =1700 – 3200 К молекул азота в основном состоянии.

Характеристики

Список файлов диссертации