Диссертация (1145400), страница 23
Текст из файла (страница 23)
При этом использовалась та же форма импульса тока (см. рис. 4.2),что и в экспериментах [139]. Значение скважности было = tper/tp = 14, а максимальноезначение тока в импульсе Imax = 9,5 А. Результаты расчётов приведены на рис. 4.2-4.4.0)Во втором случае p (Xe= 20 Торр при холодном заполнении трубки и скважность = tper/tp =10. При этом форма импульса тока (см. рис.
4.5) подбиралась так, чтобы газоразряднаятрубка была заполнена, по возможности, однородной плазмой, что позволяет создаватьнаиболееблагоприятныеусловиядляизлучениясоответствующие этому случаю приведены на рис. 4.5-4.8.света.Результатырасчётов,132Рис.
4.2. Временная зависимость параметров плазмы.Значения p0, n0,T указаны для r = 0. Пунктир – температура на оси при удвоенномзначении радиационных потерь Wrad .Рис. 4.3. Радиальные распределения основных параметров плазмы:а – температуры в различные моменты времени от начала импульса (на кривых указановремя в единицах импульса t/tp ). Сплошные линии – в течение импульса, пунктир –после окончания импульса.б : 1 – n0/nXe , 2 – na/nXe , 3 – p0 , 4 – pXe для момента окончания импульса тока t/tp = 1.133Рис.
4.4. Радиальные распределения скоростей движения:а – скорости V плазмы в целом,б – скоростей отдельных компонент для момента времени t/tp = 0,2.1344.6.1. Вольт-амперная характеристика разрядаКак показали численные исследования (см. рис. 4.2 и рис. 4.5), величинанапряжённости продольного электрического поля имеет характерный для импульсногорежима резкий максимум в самом начале импульса: Emax = 91 В/см для первого режима и Emax= 129 В/см для второго).
Это объясняется тем, что быстрое нарастание тока через холоднуюплазму дежурного разряда в начале импульса сопровождается пропорциональным ростомнапряжённости поля. Затем, увеличение тока приводит к разогреву плазмы. При этом еёпроводимость exp(-Ei /2kBT) растёт значительно быстрее силы тока. Это, в свою очередь,приводит к тому, что возрастание напряжённости электрического поля в плазме вскоресменяется его быстрым убыванием. Далее, по мере увеличения степени ионизации плазмы,рост её проводимости замедляется и сменяется степенным законом T3/2 .
Одновременноевозрастание потерь энергии из плазмы на излучение приводит к стабилизации температурыплазмы вблизи оси разряда. Соответственно электрическое поле в плазме такжестабилизируется и на протяжении большей части импульса тока изменяется относительномало.После прохождения импульса тока напряжённость поля скачком уменьшается(пропорционально силе тока). Далее плазма остывает, её проводимость уменьшается, и полеплавно возрастает до его значения в дежурном разряде. Так, в условиях ИПР,соответствующих рис. 4.2, E = 2.85 В/см при t/tp = 4, Е = 14.6 В/см при t/tp = 7, Е Едеж =20.8 В/см при t/tp = 10.4.6.2. Исследование скоростей движения плазмы и динамики профилей температурыПроследим теперь за движениями газа в трубке.
В начале импульса (см. рис. 4.2–4.3апри t/tp ≤ 0,2 для первого режима и рис. 4.5–4.6а при t/tp ≤ 0,1 для второго режима),происходит быстрый разогрев приосевой области разряда. Вследствие этого весь газприходит в движение (см. рис. 4.4а и 4.7) . Горячий газ расширяется и прижимает холодныйк стенкам: радиальная составляющая скорости V всюду положительна. Расширение газа ирост радиационных потерь замедляют дальнейший разогрев плазмы в приосевой области.Движение газа при 0.3 t/tp 1,0 определяется прохождением тепловой волны по холодномугазу. При этом (см.
рис. 4.4а и рис. 4.7 для двух режимов соответственно) перед тепловойволной газ отходит к стенкам трубки (здесь V 0), а за ней – возвращается к её оси ( здесь V 0). Это хорошо видно и на рис. 4.2, 4.5: осевые значения концентрации n0 и n убывают приt/tp 0,3 и растут при t/tp 0,3 . По окончании импульса тока ( t/tp > 1 ) продвижение135тепловой волны прекращается, плазма остывает и газ отходит от стенок к оси трубки: на рис.4.4а и 4.7 всюду V 0. На рис.
4.4б и 4.8 приведены радиальные профили скоростейотдельных компонент плазмы (в моменты времени t/tp = 0,2 и t/tp = 0,3 соответственно).Хорошо видно, что в области горячей плазмы скорости её компонент различны. Такоеотличие скоростей компонент в гипозвуковом течении плазмы связано с её сильнойнеоднородностью по радиусу трубки. На рис. 4.3б и 4.6б показано, что состав газовой смесии давление щелочной компоненты заметно меняются вдоль радиуса трубки: изменениеотношения n0/nb достигает 25%, а p0 – 35%. Задавая соответствующую форму импульса тока,можно, как это показано на рис. 4.6а, добиться значительной однородности плазмы порадиусу.
При этом горячая плазма остаётся отделённой от стенок трубки слоем плотногохолодного газа.Отметим, здесь, что на рис. 4.2 и рис. 4.4а пунктиром изображены кривые,рассчитанные при увеличенных вдвое полных радиационных потерях (соответственнозависимость от времени температуры на оси T(t/tp) и радиальный профиль V(r/R) при t/tp =1,1).
Хорошо видно, что результаты газодинамических расчётов в натрии относительно слабозависят от приближённого определения радиационных потерь энергии.Рис. 4.5. Временная зависимость основных параметров плазмы:1 – I/Imax, 2 – 0,5T0/T0 max, 3 – E/Emax, 4 – p/pmax .Максимальные значения величин: силы тока в импульсе Imax = 20 А,напряжённости продольного электрического поля Emax = 129 В/см,температуры на оси разряда T0max = 6150 K, давления в трубке pmax = 863 Торр.136Рис. 4.6. Радиальные распределения параметров плазмы.(а) – температура в различные моменты времени от начала импульса (на кривыхуказано время в единицах импульса t/tp ). – максимальное значение температурыв эксперименте [117];(б) – концентрации ne и n0 = ni + na , давления p0 = pi + pa и pb·2 в моментокончания импульса тока t = tp : 1 – p0, 2 – pb, 3 – n0, 4 – nb, 5 – ne.137Рис. 4.7.
Радиальные профили скорости V движения плазмы в различные моментывремени. Параметр на кривых – время в единицах импульса t/tp.Рис. 4.8. Радиальное распределение скоростей отдельных компонент в моментвремени t/tp = 0,3.138Динамика изменения профиля температуры плазмы при прохождении импульса токадля двух режимов горения ИПР показана на рисунках 4.2 и 4.5 соответственно. Хорошовидно, что к концу импульса тока удаётся создать плазму высокой концентрации, степениионизации и температуры: ne = 0,83∙1017 см-3 , α = 0,5 и T = 6600 K в первом режиме и ne =1,8∙1017 см-3 , α = 0,2 и T = 5950 K во втором режиме.
Отметим также, что изменяя формуимпульса тока, можно уверенно управлять распределением температуры по радиусу:максимальной температурой на оси, долей объёма трубки, заполненного горячей плазмой,длительностью времени существования плазмы и степенью её однородности.
Это позволяетоптимизировать форму импульса тока с целью получения желаемых параметров источникасвета.4.6.3. Расчёт энергетического баланса разрядаДля второго режима ИПР приводятся результаты исследования баланса энергии вдиапазоне значений W = 5-60 Вт/см средних мощностей, выделяющихся в единице длиныстолба.
Результаты расчётов для условий, соответствующих данным на рис. 4.5, приведенына рис.4.9а-б. Так, на рис. 4.9б приведены зависимости от мощности W температуры T наоси разряда в момент окончания импульса, температуры стенок трубки Tw и количестваатомов натрия Nа, приходящегося на единицу длины трубки. Видно, что с повышениемвкладываемой мощности W увеличивается разогрев плазмы и стенок трубки. В рамкахпринятой модели это приводит к зависимости Nа от W. На рис. 4.9а приведены результатырасчётов долей мощности, вкладываемой в плазму, выносимых линейчатым излучением ввидимом vis и невидимом unvis спектре, в рекомбинационном континууме rec и тепловымизлучением стенок трубки w .
Величина vis включает в себя излучение, соответствующеепереходам 5D-3P (498 нм), 6S-3P (515 нм), 4D-3P (569 нм), 3P-3S (589 нм), 5S-3P (616 нм).Поскольку в видимую часть спектра попадает и часть рекомбинационного континуума,соответствующая захвату электронов в 3D- и 4P- состояния, то энергетический кпд лампыв видимой области спектра будет несколько больше vis . Как видно из рисунка, доляэнергии, излучаемой в видимом диапазоне, достигает 50-55% вкладываемой в разрядмощности W . Отметим здесь характерную особенность в поведении энергетического кпдстолба: с ростом мощности W кпд быстро возрастает до значения 50% и при дальнейшемувеличении W остаётся практически постоянным.На рис.4.6а и рис.
4.9б отмечены значения T0 и Tw, полученные экспериментально вработе [117] при тех же значениях средней мощности, вкладываемой в дугу, горящей в парахчистого натрия. Как видно из рисунков, результаты численных расчётов вполне согласуются139с имеющимися экспериментальными данными.Рис. 4.9. Зависимость от мощности W , вкладываемой в разряд(а) доли энергии, выносимой излучением плазмы : 1 – линейчатым в видимой областиспектра (ηvis), 2 – линейчатым в невидимой области спектра (ηunvis), 3 – врекомбинационном континууме (ηrec), 4 – излучением стенок (ηw);(б) параметров разряда: 1 – температуры на оси в конце импульса тока T / 4 (–экспериментальное значение [117]), 2 – TW ( – экспериментальное значение [117]), 3– количество атомов натрия CNa , приходящееся на единицу длины трубки Na.4.6.4.
Выводы.Выполненные исследования показали следующее.1) Использование ИПР позволяет получать плазму с более высокой температурой иплотностью, чем в стационарной дуге.2) Возможность изменения формы и продолжительности импульса тока позволяет уверенноуправлять радиальным распределением температуры (максимальной температурой наоси, долей объёма трубки, заполненного горячей плазмой, длительностью времени140существования плазмы и степенью её однородности.3) В ИПР появляется дополнительный механизм управления тепловым режимом стенокгорелки: продолжительность (скважность) импульса тока.
Действительно, изменяяпродолжительность импульса, можно управлять расстоянием, на которое тепловая волнаприближается к стенкам трубки и, тем самым, влиять на её температуру.4) В ИПР существенно изменяется роль буферного газа: уширение линий определяетсявзаимодействием с электронами, а не с нейтральными атомами; подвижность электронови электрическое поле в столбе определяются кулоновским рассеянием, а нестолкновениями с нейтральными атомами; тепловой режим горелки определяется формойи продолжительностью импульса, а не теплопроводностью буферного газа.
Такимобразом, роль буферного газа, в основном, сводится к обеспечению первоначальногопробоя газоразрядного промежутка.5) Возможность создания в ИПР в парах натрия плазмы с высокой температурой иплотностью, приводит к существенному уширению резонансной линии и появлениюдополнительных линий в видимой части спектра излучения разряда. Вместе с тем, спектризлучениястолбаостаётсялинейчатым,чтосоответствуетнизкомукачествуцветопередачи источника света на его основе.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
