Диссертация (1145400), страница 19

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

Текст из файла (страница 19)

Отметим, что в рассматриваемом, W  ln   1 / 2 1 1 Y  2110 nel Eeeслучае выполнено неравенство, противоположное (3.58):E0 / k BTaTe  Ta.Ta3.5.2. Случай р0 >> 1.При вычислении коэффициентов Ak и Bk используем выражение (3.48) для первогочлена разложения функции g по малому параметру 1/p0 :  0,5  d gAk    exp   / 2  00 01/ 2gBk    exp   / 2  00  i1/ 2  d0,5 1  i1/ 2  i1  0,5    0,5      0,5   0,5      i  dd 2i  i1  0,5 0,5  i   0,5  0,5   0,5      0,5 2i1 / 21/ 21/ 21 / 21/ 21/ 2 1/ 2 01/ 2111/ 211 / 21/ 21 / 21211 1 / 2Теперь, в соответствии с (3.50) и (3.52), получаемrk  1 1  0,5   1/ 2p0 0,51/ 21  1/ 21/ 2 1  O 2  ,p  0(3.62) 1   O  , k = 1,2.Ek  kTk 1  1/ 2p  0 2   1 (3.63)Как видим, величина параметра p0 определяет роль кинетического отражения быстрыхэлектронов: большим и малым значениям параметра p0 соответствуют большие и малыезначения кинетического коэффициента отражения rk .3.6.

Потоки электронов и их энергии на диэлектрическую стенкуРассмотрим отдельно расчёт потоков электронов и их энергии на диэлектрическуюстенку. Напряжение U0 на ленгмюровском слое вблизи стенки, определяемое соотношением(3.17), составляет для ИПР в цезии величину ~ 5kBTe/е < E1/е , где E1 - наименьшая энергиявозбуждения атома. Поэтому, при определении функции распределения быстрых электронов,уходящих на стенку, можно пренебречь неупругими столкновениями и положить νnel = 0. Изза огромной разницы масс (mCs/me = 2,42·105) энергетическая релаксация ФРЭ впристеночном слое происходит, главным образом, вследствие электрон-электронныхстолкновений.Вэтомслучаепараметрыв(3.27),(3.28)имеютзначения111     1ee 1E ne v0 ee (v0 ) , γ = 1 и σ = 0,5 . При этом параметр p0 принимает вид3 LEp0 4 l0 kTe E 0 3/ 2n  (v )1 3 na  ea (v0 ) kTe 0,133 a ea 04 2 ne  cul (Te ) E0ne  cul (Te )(3.64)В последнем равенстве использовано значение E0 ≈ 5kBTe , вытекающее изсоотношения (3.17).

Учтём, также, что эмиссия электронов в плазму с поверхностидиэлектрической стенки отсутствует (iem = 0). В результате получимie  iT (1  r2 ) , Se  iT 1  r2 E0  Eе  .Здесь, в соответствии с (3.56), при p0 << 1 получаем, что, с точностью до членов порядкаO(p2),r2  8 p0 /   O( p02 ) и Eе  2k BTe 1  2 p0  O( p02 ) ,(3.65)а при p0 >> 1 из (3.62)-(3.63) получаемr2  1  1 11 O 2  и Eе  k BTe 1  O (1 / p0 )  .p 2p0 0(3.66)Таким образом, значения тепловой энергии электронов ΔEe, в потоке эмиссии изплазмы на диэлектрическую стенку, меняются в пределах0,5kTe  Eе  2kTe , взависимости от соотношения между параметрами плазмы.На рис. 3.6 приведены результаты расчёта значений параметра р0 в цезиевой плазмеатмосферного давления при температуре стенки Tw = 1300 K.

Видно, что для характерных вИПР значений температуры электронов на границе пристеночного слоя Теw ~ 2200 – 2500 К,реализуется случай малых р0 .С учётом полученных выше результатов значения напряжения на ленгмюровском слоеи средней энергии электронов в потоке на стенку имеют вид:U0 kTe  8 p0  mi ln 1 ,e  2me Eе  2k BTe 1  2 p0  .(3.67)(3.68)В заключение этой главы отметим следующее обстоятельство.

Случай p0 << 1встречается часто не только при формулировке граничных условий к гидродинамическимуравнениям переноса, но и при построении теории пучковых разрядов - разрядов, в которыхторможение пучка на парных столкновениях вплоть до тепловых энергий электронов вообщене имеет места вследствие достаточно большого катодного падения потенциала и малойконцентрации тепловых электронов. Если в таких разрядах, вследствие малой длины1120,80,70,6p00,50,40,30,20,10,018002000220024002600Tew , KРис. 3.6. Значения параметра р0 в цезиевой плазме атмосферного давления притемпературе стенки Tw = 1300 K.свободного пробега l0, ФРЭ, переносящих ток с катода на анод, быстро симметризуется напарныхстолкновенияхэлектроновснейтраламиистолкновительноезатуханиеленгмюровских волн достаточно велико [А1], то упомянутые здесь методы решениякинетического уравнения для ФРЭ могут быть с успехом использованы. В качестве примераможно привести пучковый разряд в гелии [А2], в котором длина LE полной релаксацииэнергии на парных кулоновских столкновениях превышает зазор и катодный пучок достигаетанода.113Глава 4.

Исследование ИПР высокого давления в рамках однотемпературноймодели4.1. Исследования импульсных разрядов высокого давленияИспользование импульсного (пульсирующего) режима питания газоразрядных ламплежит в основе одного из перспективных направлений исследований, посвящённыхразработке экологически чистого эффективного источника света с высоким качествомцветопередачи [105-107]. Такой режим питания позволяет, при одинаковой, по сравнению состационарной дугой, средней мощностью, вкладываемой в разряд, создавать плазму с болеевысокой температурой и плотностью [108-112]. Это может значительно увеличиватьсветовые потоки из плазмы, повышать КПД дуги как источника света и улучшать световыехарактеристики излучения.

Наиболее перспективными, для использования в качествеисточников света, являются маломощные излучающие разряды с относительно плавнымнарастанием тока (dI/dt ~ 105–106 А/с), когда радиальные перемещения газа происходят ссущественно дозвуковыми скоростями [113].Необходимо отметить, что экспериментальное изучение газодинамики плазмы ирадиальных профилей температуры в таких разрядах крайне затруднительно. В литературеимеются лишь несколько работ [108,114-115], в которых сделаны оценки характерныхзначений скоростей плазмы в слаботочном излучающем импульсном разряде. Так в работе[114] изучалась динамика расширения дугового разряда в азоте при атмосферном давлении.Амплитудное значение тока составляло 70 кА, а длительность разряда 10 -3с.

Былоустановлено, что расширение разрядного канала сопровождается движением токовойграницы со скоростью, составляющей в момент максимального значения тока, величинупорядка 170 м/с. Также было обнаружено существование обратного движения плазмы к осиразряда, что объяснялось авторами наличием градиента плотности, направленного порадиусу к оси разряда. В [108] приведены результаты исследования плазмы натриевой лампывысокого давления (НЛВД) при питании лампы синусоидальным напряжением частотой 60Гц, а также током прямоугольной формы с паузами. В этих работах было указано навозможность создания плазмы с более высокой, чем в стационарной дуге, температурой вконтролируемом режиме.

Вместе с тем, необходимо отметить, что одна из причин, покоторым до сих пор сдерживается внедрение в производство импульсного режима питанияламп, является отсутствие ясного понимания процессов, протекающих в импульсныхразрядах. Последнее привело к тому, что первые результаты использования пульсирующего114режима питания для улучшения характеристик НЛВД привели к весьма скромнымрезультатам [116]: общий индекс цветопередачи Ra увеличился с 20 до 30, цветоваятемпература повысилась с 2100 К до 3000 К и при этом более чем на 20% снизилась световаяотдача лампы.В работе [109] экспериментально исследовался импульсный разряд с амплитудой тока1-1,6 кА длительностью 140-800 мкс через дугу в аргоне, воздухе и углекислом газе. Силатока в дуге составляла 100-300 А.

Из-за большого объёма камеры давление в разрядеоставалосьпрактическипостоянным.Авторамибылоустановлено,чтохарактеримпульсного разряда практически не зависит от величины силы тока в дуге. Процессразвития канала дуги определяется, в основном, крутизной нарастания тока в импульсе.Скорость расширения токового канала составляет  5м/с при dI/dt = 0,5107 А/с и  100 м/спри dI/dt = 1,5107 А/с.Крайне ограниченные экспериментальные данные получены и для температурыплазмы.

Так в работе [116] авторы исследовали работу НЛВД при пульсирующем режимепитания и обнаружили, что с ростом значения максимального тока в импульсе температураплазмы существенно повышается (в сравнении со стационарной дугой). Например, при токе25 А в пике выхода излучения она достигает 5500 К. Температура при этом рассчитываласьпо весьма приближённому методу Бартельса, но авторы полагают, что ошибка в расчётесоставляет не более 200 К. В работе [117] температура на оси разряда оценивалась путёмсравнения проводимости канала. При этом находилась температура, при которойпроводимость канала, вычисленная в предположении кубического профиля температуры,совпадает с определённой экспериментально проводимостью газоразрядного промежутка.

В[109] измерения температуры на оси проводились более точными оптическими методами.Авторы специально отмечают, что импульсное повышение силы тока через стационарнуюстабилизированную дугу является эффективным способом создания плазмы с высокойтемпературой и контролируемыми параметрами. Так, при пропускании импульса тока в 1 кАчерез аргоновую дугу с силой тока в 100 А, можно повысить температуру на оси с 16000 К встационарной дуге до 30000 К в импульсе.Спектр излучения является наиболее доступной для экспериментального исследованияхарактеристикой разряда. Поэтому спектры излучения импульсных разрядов исследованыболее подробно. Вместе с тем, имеется лишь несколько экспериментальных работ, в которыхприведена информация по цезию [118-120].

В последних работах, к сожалению, авторами неуказаны основные параметры разрядной плазмы (например, давление), что затрудняетвозможность их использования для сравнения с результатами расчётов.Наиболее существенные результаты исследования спектра получены для разряда в115натрии [116-117,121]. В работе [107] содержится краткий обзор основных результатовспектральных исследований работы НЛВД в пульсирующем режиме.В работе [116] исследуется физическая природа повышения цветовой температурыплазмы Tцв в импульсном разряде.

Характеристики

Список файлов диссертации