Диссертация (1145400), страница 31

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

Текст из файла (страница 31)

рис. 5.23а). При этом столкновительные ( Qei) и радиационные (Wrad)потери энергии возрастают. В результате при 0 < r/R < 0,5 правая часть уравнения (5.6)уменьшается. При r/R > 0,5 , концентрации заряженных частиц быстро уменьшаются.Причём величины QeiT и Wrad , практически пропорциональные произведению nine ,уменьшаются быстрее, чем Ez2 . Это приводит к возрастанию Qe и образованиюнемонотонности.ХарактеррадиальнойзависимостиQhпрактическиполностьюTсоответствует радиальной зависимости Qei, которая обсуждалась выше.На рис.

5.26 приведены временные зависимости интегральных по радиусу мощностейнагрева плазмы разрядным током PJ (t) = IEz , потерь энергии на излучение Prad (t) и передачиэнергии от электронов к тяжёлым частицам вследствие упругих столкновений Peh (t):190RRTPrad (t )  2  rWrad (r , t )dr , Peh (t )  2  r (Qea QeiT )dr .0(5.70)0Расчёты проведены для двух режимов ИПР: для случая достаточно высоких давлений, когдаτR(λ) ~ 1 в значительной части излучаемого спектра (рис.

5.26а) и случая с небольшимзначением давления, когда плазма является оптически тонкой для собственного излучения.Результаты расчётов показывают, что в начале импульса тока, большая часть вкладываемойэлектрической энергии PJ затрачивается на нагрев плазмы. Электроны, нагреваемыеэлектрическим полем, передают свою энергию тяжёлым частицам. Затем, в процессе ростатемпературы, всё большую роль начинает играть излучение плазмы.В течение промежутка времени 0,5 < t/tp < 1,5, т.е.

во второй половине импульса тока, атакже, в течение некоторого времени после его окончания, большая часть вложеннойэлектрической энергии PJ излучается столбом разрядной плазмы в окружающеепространство. После окончания импульса тока, электронная температура становится меньшетемпературы тяжёлых частиц в большей части объёма дуги, вследствие излучения. ТеперьPeh < 0 и электроны получают энергию от тяжёлых частиц плазмы.

Для оценки доли энергии,излучаемой в течение всего периода тока плазмой Qrad и стенками газоразрядной трубки QW ,рассчитаны интегральные величиныt perQJ  PJ (t )dt ,t perQrad 0 Prad (t )dt ,t perQW  2R00T dt .  a h r  r  R(5.71)Здесь QJ – электрическая энергия, вкладываемая на единицу длины трубки за время, равноепериоду тока tper = ν-1. Так, для режима, соответствующего рис. 5.25а: QJ = 21,3 Дж·м-1, Qrad =20,2 Дж·м-1 и QW = 1,1 Дж·м-1. Таким образом, доля энергии, излучаемая плазмой составляетQrad /QJ = 0,95, а затрачиваемая на нагрев стенок QW /QJ = 0,05.В работе рассчитывалось также значение энергетического КПД η Е ИПР в цезии какисточника света:Q E  vis , где Qvis  2QJt perR760нм00380нм dt  rdr W (r, t )d .Здесь Qvis – энергия, излучаемая разрядом за период в видимой области спектра.(5.72)Длярежима, соответствующего высокому давлению (pmax = 809 Торр) и τR(λ) ~ 1 (рис.

5.26а), ηЕ= 0,50. Для режима с невысоким давлением (pmax = 120 Торр) и оптически прозрачнойплазмой (рис. 5.26б): QJ = 1,49 Дж·м-1, Qrad = 1,19 Дж·м-1 и QW = 0,3 Дж·м-1. При этом Qrad/QJ = 0,80 , ηЕ = 0,3 , QW /QJ = 0,20. Видим, что эффективность ИПР как источника света суменьшением давления плазмы значительно снижается.19155x10(а)154x105Вт / м3x10252x10531x100-1x1050,00,51,01,52,02,5t / tp46x10(б)45x1014Вт / м4x1043x10242x10341x1000,00,51,01,52,02,53,03,5t / tpРис.

5.26. Интегральные значения мощности отдельных процессов в ИПР: 1 –джоулев нагрев PJ , 2 – потери энергии на излучение Prad , 3 – передача энергии отэлектронов к тяжёлым частицам вследствие упругих столкновений Peh .(а) − параметры ИПР те же, что и на рис 5.19-5.22;(б) – параметры ИПР: R = 2,5 мм, Ма = 0,0156 мг/см, ν = 900 Гц, tp = 30 мкс, Imax =32,5 A, I0 = 0,6 A, pmax = 120 Торр.192Глава 6.

Оптические свойства ИПР высокого давления в цезии6.1. Механизмы формирования спектра излучения ИПР в цезииСпектризлученияразрядарассчитывалсяврамкахдвухтемпературноймногожидкостной модели ИПР (5.1)-(5.7), (5.10)-(5.14). Вычисления спектральной плотностипотока энергии Fλ(R,t) с поверхности столба плазмы выполнены методом прямогоинтегрирования уравнения переноса излучения, изложенным подробно в главе 2. Результатырасчётов приведены для двух режимов горения ИПР. Во-первых, для случая относительнонебольших давлений и концентраций плазмы: p ~ 100 Торр, ni ~ 6·1016 см-3. В этом случаедля большей части спектра излучения плазма является оптически прозрачной (см. рис. 6.1).Во-вторых, для режима, когда давление плазмы порядка атмосферного, концентрации ni ~4·1017 см-3 и для значительной части спектра радиальная оптическая толщина τR(λ) ~ 0,5 иболее (см.

рис. 6.3). Для выявления роли различных механизмов в формировании спектраизлучения, выходящего с поверхности столба плазмы, на рис. 6.2 и 6.4 отдельно приведенырезультаты расчётов спектральных потоков F(bb) ( R, t ) и F( bf ) ( R, t ) . При вычислениипотокаF(bb) ( R, t )учитывалисьтолькосвязанно-связанные(b-b)переходыи,соответственно, при расчёте коэффициента поглощения плазмы k ( r, t ) в (2.1) полагалосьk ( bf )  k( ff )  0 . При вычислении F( bf ) ( R, t ) учитывались только связанно-свободные (b-f)переходы и в (2.1) полагалось k (bb)  k ( ff )  0 .На рис.

6.1 и 6.2 приведены значения τR(λ) и Fλ(R,t) в различные моменты времени ( t/tp= 0,5 , t/tp = 1,0 и t/tp = 1,5) в процессе прохождении импульса тока через газоразрядныйпромежуток в режиме с pmax = 83 Торр. Хорошо видно (см. рис. 6.1), что в этом режиме длядлин волн, соответствующих излучению в фоторекомбинационном континууме, радиальнаяоптическая плотность столба мала (τR(λ) ~ 10-2) на протяжении всего импульса тока. Спектрвыходящего с поверхности столба дуги излучения имеет, как видно из рис.

6.2, линейчатыйхарактер. Основным механизмом формирования большей части спектра ИПР в этом режимеявляются связанно-связанные (b-b) переходы оптического электрона между различнымисостояниями в дискретном спектре. Большая часть вложенной в ИПР энергии выходит влинейчатом спектре.Рис. 6.3-6.4 соответствуют режиму горения ИПР, в котором p ~ 1 атм, концентрация ni~ 4·1017 см-3 и плазма имеет оптическую плотность  R ( ) ~ 0,5 и более в значительной части193R()0,10,012311E-34006008001000120014001600 , нмРис.

6.1. Радиальная оптическая плотность τR(λ) столба плазмы ИПР в различныемоменты времени: 1 – t/tp = 0,5 , 2 − t/tp = 1,0 , 3 − t/tp = 1,5 . Параметры режима: R = 2,5мм, Ма = 6,88·10-3 мг/см, pmax = 83 Торр, Imax = 40 A , I0 = 0,4 A, ν = 1100 Гц, tp = 43 мкс.6000(а)40002F(R,t) , Вт/(м нм)1,22000304006008001000 , нм120014001600194(б)80001,22F(R,t) , Вт/(м нм)10000600040003200004006008001000120014001600 , нм2F(R,t) , Вт/(м нм)6000(в)1,240002000304006008001000120014001600 , нмРис. 6.2. Спектральный поток энергии с поверхности столба плазмы ИПР в цезии вразличные моменты времени: (а) − t/tp = 0,5 , (б) − t/tp = 1,0 , (в) − t/tp = 1,5 . Отдельноприведены результаты расчётов при учёте: 1 () – всех механизмов излучения (Fλ),(bb )2 (- - - - -) – только (b-b) переходов F , 3 ( - - - - - ) – только (b-f) переходов F(bf ) .Параметры ИПР: R = 2,5 мм, Ма = 6,88·10-3 мг/см, pmax = 83 Торр, Imax = 40 A , I0 = 0,4 A,ν = 1100 Гц, tp = 43 мкс.195R()101210,134006008001000120014001600 , нмРис.

6.3. Радиальная оптическая плотность τR(λ) столба плазмы ИПР в различныемоменты времени: 1 – t/tp = 0,5 , 2 − t/tp = 1,0 , 3 − t/tp = 1,5 . Рассматривается режим спараметрами (см. также рис. 5.6 и 5.18): R = 2,5 мм, Ма = 0,06 мг/см, Imax = 120 А, I0 =0,6 A, ν = 1000 Гц, tp = 62,5 мкс, Tmax = 6620 К, pmax = 809 Торр.спектра. На рис. 6.4(а-г) приведены значения спектрального потока энергии с поверхностистолба плазмы в различные моменты времени (t/tp = 0,2 , 0,5 , 1,0 , 1,5).

Хорошо видно, чтоспектр имеет практически непрерывный характер. Большая часть вложенной в разрядэлектрической энергии выходит из него в виде излучения в видимой области спектра.Основныммеханизмомформированиявидимойчастиспектраявляетсяe-iфоторекомбинация в 6P и 5D состояния атома цезия (пороги континуумов λth(6P) = 504 нм иλth(5D) = 594 нм). Отметим здесь, что значительная доля энергии излучения ИПР высокогодавления выходит из него в ближней инфракрасной области (760 – 1100 нм).

Эта частьспектра ИПР образована сильно уширенными линиями, соответствующими переходамвалентного электрона между состояниями 6P-6S, 6D-6P, 4F-5D, 5F-5D в атоме цезия.На рис. 6.5 приведены усреднённые по периоду спектры излучения в видимой области.Характер средних спектров соответствует виду спектра ИПР в импульсе. При этомабсолютная величина потока излучения отличается от значений потока в импульсемножителем tp/tper = νtp , определяющим скважность импульсов тока.19612000(а)2F(R,t) , Вт/(м нм)10000800026000400031200004006008001000120014001600 , нм(б)200002F(R,t) , Вт/(м нм)250001500031000025000104006008001000 , нм120014001600197(в)250002F(R,t) , Вт/(м нм)30000200001500031000021500004006008001000120014001600 , нм12000(г)2F(R,t) , Вт/(м нм)10000800036000400021200004006008001000120014001600 , нмРис. 6.4.

Характеристики

Список файлов диссертации