Диссертация (1145400), страница 29

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

Текст из файла (страница 29)

рис. 5.15а). После окончания импульса тока плазмавозвращается обратно к оси разряда.При меньшем количестве цезия в трубке, когда плазма разряда является оптическипрозрачной (τR(λ) << 1, рис. 5.12б) для большей части спектра собственного излучения,реабсорбция излучения практически отсутствует. Как видно на рис. 5.13б, вкладспектральной области0,3 < τR(λ) < 3,0 в величину Wrad незначителен. Плазма теряетэнергию, главным образом, в спектральной области, для которой τ R(λ) < 0,3. Нелокальныйтеплообмен излучением в этом случае практически отсутствует и имеет место обычноеобъёмное высвечивание плазмы.

При этом в плазме дуги реализуется сложная картинагазодинамических течений. В начале импульса имеет место более быстрый разогревприосевой области разряда. В результате плазма выталкивается из этой области ираспределяется по всему более холодному объёму трубки. Радиальная составляющаяскорости всюду положительна, плазма движется в сторону стенки трубки. Однако уже к1752,0x1010(а)11,5x1010W , Вт/м321,0x10105,0x103940,00,00,20,40,60,81,0r/R3x1092x109323W , Вт/м(б)11x109040,00,20,40,60,81,0r/RРис. 5.13.

Радиальная зависимость потерь энергии на излучение из плазмы ИПР вмомент времени t/tp = 0,5: 1 – Wrad (интегральные потери во всём спектре), 2 –Wnonl (потери в спектральной области 0,3 < τR(λ) < 3,0) , 3 – W1 (потери в областиτR(λ) < 0,3), 4 – W2 (потери в области τR(λ) > 3,0).Рассматривается режим с параметрами Imax = 70 A, I0 = 0,6 A, ν = 1350 Гц, tp = 35мкс при разном количестве цезия в трубке:(а) – pmax = 570 Торр (Ma = 0,06 мг/см), (б) – pmax = 126 Торр (Ma = 0,007 мг/см).176Th , K(а)1.050000.70.540003000200010000,00.00.050.10,20.20,40.30,60,81,0r/RTh , K1.07000(б)0.70.560000.350000.240003000200010000,00.00,20.050.10,40,60,81,0r/RРис. 5.14. Радиальные профили температуры Th(r) тяжёлых частиц в процессепрохождения импульса тока. Параметры разряда соответствуют рис.

5.12 (Imax =70 A, I0 = 0,6 A, ν = 1350 Гц, tp = 35 мкс) при разном количестве цезия в трубке:(а) – pmax = 570 Торр (Ma = 0,06 мг/см),(б) – pmax = 126 Торр (Ma = 0,007 мг/см).В качестве параметра на кривых указано время в единицах импульса t/tp .177(a)200,10,2Vh , м / с150,30,05100,50,7501,00,00,20,40,640Vh , м / с300,81,0(б)0.10.20.0520100.300.5-100,00,20,40,60.70,81.01,0r/RРис. 5.15. Радиальное распределение среднемассовой скорости Vh(r) для разныхмоментов времени t/tp в течение импульса (указаны возле кривых).Рассматривается режим с параметрами Imax = 70 A, I0 = 0,6 A, ν = 1350 Гц, tp = 35мкс при разном количестве цезия в трубке:(а) – pmax = 570 Торр (Ma = 0,06 мг/см),(б) – pmax = 126 Торр (Ma = 0,007 мг/см).В качестве параметра на кривых указано время в единицах импульса t/tp .178серединеимпульсабыстровозрастающиерадиационныепотеризамедляютросттемпературы в приосевой области (см. рис.

5.14б). Продолжающийся разогрев болеехолодных областей дуги, прилегающих к холодной приосевой зоне, приводит квыталкиванию из них плазмы как вперёд, в направлении стенок трубки, так и назад, к осиразряда. Соответственно, как видно из рис. 5.15б, радиальная составляющая скоростиплазмы перед участком более быстрого разогрева положительна, а за этим участком –отрицательна.5.10. Парциальные скорости отдельных компонент плазмыРассмотренные выше (см. раздел 5.9) радиальные профили среднемассовой скоростиVh(r,t) описывают движение вещества в газоразрядной трубке.

Вместе с тем, наличие в ИПРзначительных радиальных градиентов параметров плазмы приводит к возникновениюпроскальзывания отдельных компонент друг относительно друга. На рис. 5.16-5.17приведены результаты расчётов радиальных профилей парциальных скоростей отдельныхкомпонентплазмывразличныемоментывремениприпрохожденииимпульсаэлектрического тока. Рассматриваются те же режимы, что и на рис. 5.12-5.15. Хорошо видно,что проскальзывание компонент друг относительно друга играет значительную роль вгазодинамике ИПР в цезии.Парциальные скорости атомов Va и заряженных частиц Vi связаны с диффузионнымискоростями Wa и Wi соотношениями (5.15) и определяются выражениями (5.22).

С учётомвыражения (5.40), получаем:Wi 1 pakpa Bni nh rai r nh rai p  paWa   Te  Th Th  Te  Th 2 TrTe h 3 Ei  Ea  Te  ,2kTrB e (5.66)niWi .naКак видно из (5.66), значения Wi определяются прежде всего градиентом электроннойтемпературы (второе слагаемое). Кроме того, всегда Wi > 0 и Wa < 0. Отметим также, чтоэффект проскальзывания заряженной компоненты (e,i) относительно атомов усиливается помере приближения к стенке трубки. Это объясняется соответствующим нарастаниемрадиального градиента Те(r).

Резкое возрастание Vi , наблюдаемое на рис. 5.16-5.17 вхолодной области, объясняется тем, что в этой области степень ионизации мала и pa ≈ p .Кроме того, здесь Ei/kBTe >> 1 и, в соответствии с (5.66),17912м/с(б)Vi8Vh4Va00,0100,20,40,60,8м/с1,0(г)86Vi42VaVh00,00,20,40,60,81,0r/RРис. 5.16. Радиальные профили скоростей (среднемассовой Vh, атомов Va и ионов Vi) вразличные моменты времени при прохождении импульса тока.

Параметры разрядасоответствуют данным на рис. 5.12а : Imax = 70 A, I0 = 0,6 A, ν = 1350 Гц, tp = 35 мкс, pmax= 570 Торр (Ma = 0,06 мг/см).(а) − t/tp = 0,2 ; (б) − t/tp = 0,5 ; (в) − t/tp = 0,7 ; (г) − t/tp = 1,0 .180V,м/с(а)Vi20V,м/с(б)ViVh8Vh15124Va10Va05-400,0200,20,40,6V,м/с0,80,20,40,60,8V,м/с1,0(г)15Vh10-80,020(в)Vi151,010Vi5500Va-5Vh-5-10-10Va-150,00,20,40,6r/R0,81,0-200,00,20,40,60,81,0r/RРис. 5.17.

Радиальные профили скоростей (среднемассовой Vh, атомов Va и ионов Vi) вразличные моменты времени при прохождении импульса тока. Параметры разрядасоответствуют данным на рис. 5.12б : Imax = 70 A, I0 = 0,6 A, ν = 1350 Гц, tp = 35 мкс, pmax= 126 Торр (Ma = 0,007 мг/см).(а) − t/tp = 0,2 ; (б) − t/tp = 0,5 ; (в) − t/tp = 0,7 ; (г) − t/tp = 1,0 .181Wi  1 k B Ei Te.2 nh rai k BTe rНаличие большого сомножителя Ei/kBTe перед градиентом температуры приводит кбыстрому росту Wi и Vi вблизи стенки газоразрядной трубки, где имеет место резкий спадтемпературы электронов.5.11.

Особенности нагрева плазмы в ИПРКак было показано в разделах 4.7 и 5.6-5.7, в характерных для ИПР режимах горения, вначале импульса тока (при t < 0,2tp) происходит быстрый разогрев плазмы разряда дотемператур ~ 4000 К и выше, при которых процессы переноса определяются в большей частиобъёма плазмы e‒i столкновениями и излучением плазмы. Поэтому для демонстрацииособенностей нагрева плазмы ИПР ниже приведены результаты расчётов радиальныхзначений различных членов уравнений энергии для тяжёлых частиц (5.5) и для электронов(5.6) в середине импульса тока (момент времени t/tp = 0,5). Вычисления выполнены для двухрежимов горения ИПР: режима, когда плазма разряда является оптически прозрачной длясобственного излучения (R = 2,5 мм, Ma = 0,007 мг/см, ν = 1350 Гц, tp = 35 мкс, Imax = 70 A,Tmax = 7400 К, pmax = 126 Торр) и режима, когда в значительной части спектра радиальнаяоптическая толщина столба τR(λ) ~ 1 (R = 2,5 мм, Ма = 0,06 мг/см, ν = 1000 Гц, tp = 62,5 мкс,Imax = 120 А, Tmax = 6620 К, pmax = 809 Торр).

Результаты расчётов τ R(λ) для этих режимов вмомент времени t/tp = 0,5 приведены на рис. 5.18.Рассмотрим вначале режим, соответствующий достаточно большому давлению плазмы(pmax = 809 Торр), когда τR(λ) ~ 1 в значительной части спектра. Прежде всего отметим, чтоэлектрическая энергия вкладывается в разряд, главным образом, в центральную, наиболеегорячую его область, где проводимость плазмы максимальна.

Как видно из рис. 5.19а, в этойцентральной области потери энергии на излучение также максимальны : Wrad~ E z2 .Бóльшая часть вложенной здесь электрической энергии излучается плазмой. На перифериидуги, в наиболее холодной её части, величина Wrad < 0. Это означает, что в этой областиразряда плазма нагревается за счёт излучения.

Остальные члены уравнения энергииэлектронов (5.6) невелики и играют заметную роль в балансе энергии лишь в холоднойпристеночной области. Нагрев тяжёлой компоненты в большей части объёма плазмыобеспечивается за счёт кулоновских электрон-ионных столкновений (см. рис. 5.19б). Лишь вхолодной пристеночной области преобладает нагрев за счёт упругих электрон-атомныхсоударений. Теплопроводность на трансляционных степенях свободы существенна только вхолодной части разряда. Этот вид переноса энергии обусловливает поток энергии наR()182101100110-110-210-320024006008001000120014001600 , нмРис.

5.18. Радиальная оптическая толщина столба плазмы в момент времени t/tp =0,5 для двух режимов ИПР:1 ‒ Ма = 0,06 мг/см, ν = 1000 Гц, tp = 62,5 мкс, Imax = 120 А, p = 680 Торр,2 – Ma = 0,007 мг/см, ν = 1350 Гц, tp = 35 мкс, Imax = 70 A, p = 90 Торр.стенку из плазмы.Рассмотрим теперь член Wrad , описывающий радиационные потери энергии из плазмы,более подробно. С этой целью рассчитаем отдельные составляющие Wrad , соответствующиепотерям энергии в различных частях спектра:Wrad  W1  W2  Wnonl  W d   W d  R (  )0, 3 R (  )3 W d(5.67)0,3 R (  )3Здесь величины W1, W2, Wnonl обозначают потери энергии на излучение в тех частях спектра,для которых радиальная оптическая толщина столба плазмы τR(λ) < 0,3 , τR(λ) > 3 и 0,3 <τR(λ) < 3 соответственно.

Характеристики

Список файлов диссертации