Диссертация (1145400), страница 20

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

Текст из файла (страница 20)

Исследования проводились авторами в сапфировой трубкес внутренним диаметром 5,2 мм и длиной 35 мм. Холодная трубка заполнялась ксеноном придавлении 20 Торр . В развитом режиме, при средней мощности 150 Вт, давление натриясоставляло 75 Торр и ртути 200 Торр. Продолжительность импульсов и их частотаследования были оптимизированы авторами с целью получения наиболее высокой Tцв .Оптимальная частота составила  = 670 Гц при коэффициенте заполнения импульса k = 10%.В работе показано, что при быстром росте тока до Imax = 25 А в импульсе в момент выходамаксимального светового потока достигаются температуры  5500 К.

Значительноеулучшениецветаизлученияплазмыавторыобъясняютростомзаселённостивысоковозбуждённых состояний натрия и степени ионизации плазмы. Это приводит кувеличению излучения сине-зелёных линий, соответствующих переходам nD-3P в атоменатрия, и увеличению излучения в рекомбинационном 3Р континууме. Увеличениетемпературы плазмы приводит к появлению в спектре излучения разряда линий ртути.

Вкладпоследних в общий световой поток невелик.Подробные спектральные и фотометрические измерения для НЛВД в пульсирующемрежиме выполнены в работе [117]. Эксперименты проводились в керамических трубках свнутренним диаметром 3,5 мм и длиной 35 мм, заполненных аргоном (в качестве стартовогогаза) и амальгамой, содержащей молярную долю натрия xNa от 0,5 до 1,0.

Было показано,что световая отдача  с увеличением Римп сначала возрастает, достигая значения 100 лм/Втпри Римп  1 кВт, а затем плавно убывает до значения 50 лм/Вт при Римп = 20 кВт. Цветоваятемпература практически монотонно растёт с повышением Римп и составляет Tцв = 2700 Кпри Римп = 0,5 кВт и Tцв = 5000 К при Римп = 20 кВт.

Индекс цветопередачи Ra возрастаетпри увеличении Римп и доли натрия в амальгаме xNa . Авторы отмечают, что поднять Ra выше40 удаётся только при значительном повышении насыщающего давления натрия. Приобсуждении работы авторы предлагают объяснения своих результатов аналогичные тем,которые приводились в работах [116] и [121]: использование импульсного режима питанияпозволяет создавать плазму с более высокой температурой, чем в стационарной (иликвазистационарной) дуге.Ввиду сложности экспериментального изучения газодинамики импульсных разрядов(ИР), большое значение приобретает использование с этой целью математическогомоделирования.116Теоретические исследования слаботочного ИР опираются на использование уравненийрадиационнойгазодинамикиивыполненыв[110,121-123].Вработах[121-123]рассматриваются модели ИР, учитывающие радиальное движение газа, но никакихрезультатов расчёта скоростей или анализа течений плазмы не приводится.

Остановимсяболее подробно на содержании работы [110]. В ней представлены результаты численногомоделирования формирования и перемещения границы плазменного столба импульсной дугив дозвуковых режимах, которые реализуются при относительно медленном энерговкладе. Вкачестве исходных уравнений используются уравнения медленной газодинамики итеплопроводности ионизованного газа в движущейся среде с учётом локального джоулеватепловыделения и эффектов радиационного охлаждения.

В модели приняты следующиепредположения:1) плазменный столб в процессе развития сохраняет цилиндрическую симметрию;2) влиянием приэлектродных областей можно пренебречь (длинная дуга);3) плазма находится в состоянии локального термодинамического равновесия;4) напряжённость электрического поля не зависит от расстояния от центра разряда;5) плазма дуги считается оптически прозрачной для собственного излучения;6) объём разрядной камеры достаточно велик, так что давление в дуге остаётсяпостоянным на протяжении всего импульса тока.В этих предположениях состояние плазменного столба описывается следующейсистемой уравнений :уравнение непрерывности вещества плазмы 1 rv   0 ,t r rуравнение теплопроводности в движущейся средеT  1   T  T2Cpv  r  E  Pradr  r r  r  t,уравнение связи между полным током I(t) и электрическим полем в плазмеE  I (t ) / 2  rdr.0Здесь  – массовая плотность, v – газодинамическая скорость, Cp – теплоёмкость припостоянном давлении,  - теплопроводность,  - электропроводность ионизованного газа, Е –напряжённость электрического поля, Prad – удельная мощность излучения плазмы.

Краевыеусловия на оси соответствуют цилиндрической симметрии разряда:117Trr 0 0 , v r 0  0,а на бесконечности температура вещества дуги равна температуре окружающей среды Тс :Tr  Tc .В начальный момент времени распределение температуры считается заданным:T t 0  T0 (r ) .Как указывают авторы, значения начального радиуса и профиля температуры несказываются на поздних стадиях развития разряда, когда расширение плазменного каналаприобретает установившийся характер. Поэтому начальное распределение T0(r) задавалось ввиде узкого, с некоторым конечным размером, проводящего канала, который обеспечивал бывозможность прохождения тока в начальный момент времени.

В результате численногорешения уравнений находились распределения температуры и скорость по сечению канала, атакже изменение напряжённости электрического поля во времени. Отметим, что в даннойработе газодинамика рассматривается в условиях бесконечного объёма плазмы, когдаотсутствует влияние стенок на радиальное движение. Авторы проводят расчёты в рамкаходножидкостной модели и не учитывают проскальзывание компонент плазмы друготносительно друга. Плазма считается оптически прозрачной, не учитывается реабсорбцияизлучения в газе. Все эти предположения не выполняются в условиях исследуемого внастоящей работе ИПР.

Поэтому описанная выше модель не может использоваться для егоисследования.В работе [112] авторы теоретически исследовали влияние модуляции тока дуги напараметры разряда. При этом учитывался теплообмен излучением в реальном спектре, нозато пренебрегалось газодинамическими движениями плазмы.Динамике формирования температурных профилей в импульсном разряде посвященыработы [121] и [122]. В [122] проведено исследование плазмы НЛВД в пульсирующемрежиме питания. При построении модели дуги использовались приведённые вышепредположения (1)-(4) как и в работе [110]. Здесь, однако, учитывались конечность объёмаплазмы и реабсорбция излучения в резонансных линиях. В работе рассматривалсяустановившийся режим, когда масса газа, приходящаяся на единицу длины трубки, остаётсяпостоянной в течение импульса.

Авторы [122] считают, что проскальзывание компонентплазмы друг относительно друга отсутствует, и относительные атомные концентрациипостоянны. Температура трубки в модели не определялась и считалась постоянной изаданной величиной. В этих предположениях математическая модель разряда отличается отописанной в [110] только отсутствием предположения о постоянстве во времени полного118давления плазмы и наличием граничного условия для скорости на стенке:v(R) = 0.При расчёте потерь энергии из единицы объёма на излучение Wrad весь спектризлучения делился на две части – оптически тонкий и оптически толстый.

Плазма считаласьоптически тонкой для излучения в континууме и в нерезонансных линиях. Линейчатоеизлучение в оптически тонкой части спектра рассматривалось с помощью введения одного«эффективного» уровня возбуждения. При расчёте ширины резонансной линии учитывалсятолько резонансный механизм её уширения. Указанные предположения существенноограничивают область применения модели [122] для исследования НЛВД и совершеннонеприменимы к ИПР в цезии (например, плазма цезия имеет оптическую толщину ~ 1 вконтинууме и учёт реабсорбции обязателен, степень ионизации ~ 0,5 и учёт штарковскогоуширения резонансной линии электронами необходим).4.2. Уравнения однотемпературной модели ИПРПредварительные исследования ИПР были выполнены в рамках однотемпературноймодели, что позволило выявить ряд особенностей таких разрядов.

Уравнения моделиполучаются из соотношений (1.81)-(1.89), еcли положить в них Te = Th = T и сложитьуравнения для энергии электронов и тяжёлых частиц [A3,A7]:1 nb rnbVb  0 ,tr r(4.1)1 r naVa  niVi   0 ,( n a  ni ) tr r(4.2)ni 2  K (T )na , ne  ni(4.3)pb  nb na Va  Vb rba  nb ni Vi  Vb rbi ,r(4.4)p a  na nb Vb  Va rab  na ni Vi  Va rai ,r(4.5) pe  pi   ni na Va  Vi ria  ni nb Vb  Vi rib ,r(4.6) 3na  nb  2ni k BT  na E a  ni Ei  t  21   5r  k BT naVa  nbVb  2niVi   E a naVa  Eion niVi   r r   2119  e E z2 1 Tr Wrad ,r rr(4.7)RI (t )  2  r e E z dr.(4.8)0Здесь использованы те же обозначения, что и в разделе 1.1 первой главы. В уравненияхучтено, что радиальные значения скоростей электронов и ионов одинаковы ( Vi = Ve), ni = neи введено обозначено   a  b  i  e для теплопроводности плазмы.

Граничныеусловия включают в себя (см. подробнее раздел 3.2 главы 3) условия симметрии на осиnarr 0nbrr 0nir0Tr,r 00 ,(4.9)r 0условия постоянства количества Nb буферного газа и паров щелочного металла Na наединицу длины трубки в течение импульса токаRN a  2  r (na  ni )dr = const ,(4.10а)0RN b  2  rnb dr = const ,(4.10б)0и условие равенства температур плазмы и стенки1/ 4qwT ( R)   w  (1R/R) w SBЗдесь q w 1t pert per0 R q w ln 1 .wR R(4.11)T   dt – средний за период поток тепла, падающий из плазмы наr  r  Rвнутреннюю поверхность стенки трубки.

Характеристики

Список файлов диссертации