Диссертация (1102387), страница 16

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

Текст из файла (страница 16)

Спектр излучения плазмы регистрировался при различныхширинах входной щели монохроматора МДР-23. При увеличении входнойщели монохроматора изменялся как вид аппаратной функции спектральногоприбора, так и ее полуширина. На рис. 19 приведен вид экспериментальноизмеренной аппаратной функции монохроматора при ширине входной щелимонохроматора  = 5 мкм, а на рис.

20 –  = 1 мм. Из рис. 19 и рис. 20 видно,что форма аппаратной функции сильно зависит от ширины входной щели.Отсутствие учета изменения вида аппаратной функции приводит к ошибке вэкспериментально измеренной температуре газа.I/Io1,00,50,0-0,8-0,40,0, A0,40,8oРис. 19.

Аппаратная функция двойного монохроматора ДФС-12 ( = 0.15 Ao). Ширинавходной щели монохроматора  = 5 мкм.I, отн.ед.ПикселиРис. 20. Аппаратная функция монохроматора МДР-23 с ПЗС-линейкой в качествеприемника излучения. Ширина входной щели монохроматора  = 1 мм.92В качестве примера на рис. 21 и рис. 22 представлены сравнениеэкспериментально измеренных спектров полос (0;2), (1;3), (2;4) секвенцииv = -2 второй положительной система азота с рассчитанным спектром приполуширине аппаратной функции  = 8 пикселей и  = 60 пикселей.12Рис.

21. Эксперимент (1) – s = 10 мкм,  = 2.5 мкс. Расчет (2) – Tg = 600 K,  = 8.21Рис. 22. Эксперимент (1) – s = 50 мкм,  = 2.5 мкс. Расчет (2) – Tg = 650 K,  = 60.93В первом случае наблюдается частичное разрешение вращательнойструктуры молекулярных полос. Расчет проводился при варьированиивращательной и колебательной температур газа. За газовую и колебательнуютемпературы в эксперименте принимались вращательная и колебательнаятемпературы,прикоторыхнаблюдалосьнаилучшеесовпадениеэкспериментально измеренного спектра с синтезированным спектром.

Так вусловиях рис. 21 температура газа равна Tg = 600 К, а колебательнаятемпература равна Tv = 5500 К.Полученные результаты показывают, что газ на начальных стадияхимпульсного разряда, существующего при больших значениях приведенногоэлектрического поля, быстро нагревается со скоростью dTg/dt~100 К/мкс, чтохорошо согласуется с ранее полученными в лаборатории результатами покинетикенагреваразличныхмолекулярныхгазоввнеравновеснойнестационарной плазме.

Из полученных результатов видно, что даннымметодом можно измерять температуру газа, зная форму аппаратной функцииспектрального прибора.Апробация метода проводилась также в условиях сверхзвуковогоплазменно-стимулированного горения пропан-воздушной смеси. Измерениетемпературы пламени проводилось по системе полос (0,0); (1,1); (2,2); (3,3)циана. Спектр излучения пламени фиксируется с помощью цифровогоспектрографа AvaSpec-2048-2-DT. Измерялась интенсивность полос (1;1) и(0;0) циана в различных областях внутри аэродинамического канала и навыходе из него и с использованием рассчитанной калибровочной кривойзависимости отношения интенсивностей полос (1;1) и (0;0) циана I1;1/I0;0 оттемпературы (смотри рис.

23) определялась температура пламени.Фактически в эксперименте температура определялась методомотносительных интенсивностей переходов колебательных уровней циана(0,0) и (1,1), но с учетом малости времен релаксации и энергообмена междуколебательными и вращательными уровнями по сравнению с временем94наблюдения, а также вследствие высоких температур и давлений, отсутствиявнешних полей (измерения интенсивности производились вне зоны действияразряда)можносчитатьраспределенияэнергийколебательныхивращательных уровней равновесными, а колебательную, вращательную ипоступательную температуры равными.I11/I00, отн.ед.0,70,60,50,40,31000200030004000T, KРис.

23. Рассчитанная зависимость отношения интенсивностей полос (1;1) и (0;0) цианаI1;1/I0;0 от температуры.Проведенные исследования показали, что данный метод может бытьуспешно использован в условиях слабой интенсивности свечения плазмы(одиночныеимпульсныеразрядымалойдлительности,плазмапослесвечения, пламя, возникающее при сверхзвуковом горении воздушноуглеводородных топлив), когда для регистрации спектра требуется проводитьизмерения при широкой входной щели спектрального прибора, что приводиткчастичномуилиполномуперекрытиюмолекулярных полос.95вращательнойструктуры§ 3.5.

Определение температуры пламени по току насыщенияна двойной накаленный зондЗондовый метод является одним из основных инструментов дляисследования параметров плазмы. В зависимости от задачи используютсяразные типы зондов (одиночные, двойные, тройные), из различныхматериалов и различных геометрических конфигураций.

В данной работе длязадачиопределениятемпературыпламенииспользовалсядвойнойвольфрамовый зонд. Зонд помещался непосредственно в область пламени наразличных его участках. На двойной зонд подавалась разность потенциаловU = 15 В. Температура определялась на основе явления термоэлектроннойэмиссии. Термоэлектронная эмиссия – явление испускания электроновнагретыми телами. Концентрация свободных электронов в металлахдостаточно высока, поэтому даже при средних температурах вследствиераспределения электронов по скоростям некоторые электроны обладаютэнергией, достаточной для преодоления потенциального барьера на границеметалла.

С повышением температуры число электронов, кинетическаяэнергия теплового движения которых больше работы выхода, растет, иявление термоэлектронной эмиссии становится заметным.Исследование закономерностей термоэлектронной эмиссии проводитсяв [144] с помощью вакуумного диода, представляющего собой откачанныйбаллон, содержащий два электрода: катод и анод. В простейшем случаекатодом служит нить из тугоплавкого металла (например, вольфрама),накаливаемая электрическим током. Анод чаще всего имеет формуметаллическогоцилиндра,окружающегокатод.Зависимостьтермоэлектронного тока от анодного напряжения в области малыхположительных значений описывается законом трех вторых: I  BU 3 / 2 , гдеB – коэффициент, зависящий от формы и размеров электродов, а также ихвзаимного расположения. При увеличении анодного напряжения ток96возрастает до некоторого максимального значения, называемого токомнасыщения.

Это означает, что почти все электроны, покидающие катод,достигают анода, поэтому дальнейшее увеличение напряженности поля неможет привести к увеличению термоэлектронного тока. Следовательно,плотностьтоканасыщенияхарактеризуетэмиссионнуюспособностьматериала катода. Плотность тока насыщения определяется формулойРичардсона-Дешмана:je 4mek 2 2 FTexp  ,3 kT h(3.11)где F – работа выхода, Т – температура катода, е – заряд электрона, m – массаэлектрона, k – постоянная Больцмана, h – постоянная Планка.Уравнение (3.11) не учитывает факта отражения электронов отпотенциального барьера. Как правило, количество отраженных электроновсоставляет(3-6)%и,следовательно,коэффициентпрозрачностипотенциального барьера D = 0.94-0.97 [144].

При изменении температуры,вследствие изменения концентрации электронов при тепловом расширенииметалла, должна меняться работа выхода. Предположим, что работа выходалинейно зависит от температуры: F0T  F0  T , где F0 – эффективнаяработа выхода при Т = 0. Учитывая отражения электронов, уравнениетермоэлектронной эмиссии примет следующий вид: F  je  A0 exp D T 2 exp 0  k kT где A0  4ek 2me / h3  120.4 А/см2К 2 – универсальная постоянная.Коэффициент α – очень малая величина. Измерения для вольфрама,молибдена и тантала дают значения ~(6-7)·10-5 эВ/K.

При этом еxp(–α/k) =0.45-0.5 и значение константы A  A0D exp  оказывается близким к k97экспериментально найденным значениям константы термоэлектроннойэмиссии. Тогда c учетом принятых обозначений формула Ричардсона–Дешмана принимает следующий вид: e je  A T 2 exp 0  , kT (3.12)где A  A0 1  r  ; e0 – работа выхода электрона.В таблице 9 приведены значения констант термоэлектронной эмиссиидля некоторых материалов [144].Таблица 9Материал катодаА [А/(см2К2)]e0/k [K]W6052400Mo5548100Ta6047500-310123-4i, A10-510-61016001700180019002000T, KРис.

24. Зависимость тока насыщения на двойной вольфрамовый накаленный зонд оттемпературы при : 1 – 0.3; 2 – 0.5; 3 – 0.7.В расчете принималось, что усредненное по спектру термоэлектроновзначение коэффициента отражения электронов от поверхности эмиттераr  0.3- 0.7.Нарис.

24представлена98рассчитаннаякалибровочнаязависимость тока насыщения на двойной вольфрамовый накаленный зонд оттемпературы.Параметры двойного зонда: материал – вольфрамовая проволокадиаметром 1 мм и длиной 2 см; расстояние между зондами – 2 мм;напряжение между зондами – 15 В.150i, мкА1005000,00,51,0t, с1,52,0Рис. 25. Временной ход тока насыщения на двойной зонд, помещенный в область горениявысокоскоростного пропан-воздушного потока.В эксперименте двойной зонд помещался на выходе из канала, вкоторомосуществлялосьвысокоскоростноговоспламенениепропан-воздушногоипотока.стабилизацияПослегорениявоспламененияпропан-воздушного потока двойной зонд начинает нагреваться, что хорошовидно на рис. 25, где представлен временной ход тока насыщения на двойнойзонд, помещенный в область горения высокоскоростного пропан-воздушногопотока.Вначале, пока зонд не нагрет и термоэмиссионный ток с егоповерхности равен нулю, регистрируемый ток определяется концентрациейзаряженных частиц в потоке пламени.

Характеристики

Список файлов диссертации