Диссертация (1145400), страница 32

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

Текст из файла (страница 32)

Спектральный поток энергии с поверхности столба плазмы ИПР в цезии вразличные моменты времени: (а) − t/tp = 0,2 , (б) − t/tp = 0,5 , (в) − t/tp = 1,0 , (г) − t/tp =1,5. Отдельно приведены результаты расчётов при учёте: 1 () – всех механизмов(bb )излучения (Fλ), 2 (- - - - -) – только (b-b) переходов F , 3 (- - - - -) – только (b-f)переходов F(bf ) . Параметры ИПР те же, что и на рис. 5.6 и 5.18: R = 2,5 мм, Ма = 0,06мг/см, Imax = 120 А, ν = 1000 Гц, tp = 62,5 мкс.198(а)0,082F(R) , Вт/(м нм)0,100,060,040,020,00400500600700800 , нм(б)2F(R) , Вт / (см нм)0,200,150,100,050,00300400500600700800900 , нмРис. 6.5. Усреднённый по периоду спектральный поток энергии с поверхностистолба плазмы ИПР в цезии. Параметры ИПР:(а) те же, что и на рис. 6.1-6.2, pmax = 83 Торр;(б) те же, что и на рис.

6.3-6.4, pmax = 809 Торр.1996.2. Планковский характер и температура видимого излучения ИПР в цезииНа рис. 6.6 приведены результаты моделирования ИПР в газоразрядной трубкерадиусом R = 2,5 мм и толщиной стенок ΔR = 1 мм. Рассмотрены три режима горения сразличными значениями количества цезия в трубке, когда давление рmax в конце импульсатока равно 83 Torr, 427 Torr и 1087 Torr соответственно. Радиальная оптическая плотностьстолба плазмы  R ( ) имеет в этих режимах в видимой части спектра значения,составляющие по порядку величины 0.01, 0.1 и 1.0 (см., например, рис. 6.1 и 6.3). В расчётахиспользовался импульс тока треугольной формы, когда сила тока в импульсе линейноувеличивается от значения I0 в дежурном разряде, до максимального значения Imax :I (t )  I 0  ( I max  I 0 )t / t p .

Здесь tp – продолжительность импульса. Результаты расчётоввыходящего из разрядной плазмы излучения приведены для момента времени t = tp ,соответствующего окончанию импульса тока, когда потоки излучения из плазмымаксимальны.Отличительной особенностью излучения цезиевой плазмы является наличие в видимойчасти спектра ярких рекомбинационных континуумов, соответствующих электрон-ионнойфоторекомбинации в 6Р и 5D состояния атома цезия (пороги континуумов λth(6P) = 504 нм иλth(5D) = 594 нм). Отметим здесь, что важную роль в формировании спектра излучения ИПРиграют снижение энергии ионизации атома цезия в плазме и слияние, вследствие уширения,высших членов спектральных серий, сходящихся к порогу ионизации. В результате, в плазмеИПР пороги фотоионизации существенно сдвинуты в длинноволновую область спектра.Для выявления роли рекомбинационного излучения в формировании спектра разрядана рис. 6.6 сравниваются величины полного потока энергии излучения F λ (R,t) и потокаF(bf ) ( R, t p ) , вычисленного при учёте только свободно-связанных переходов (т.е., приk( ff )  k(bb)  0 ).

Хорошо видно, что во всех рассмотренных режимах основным механизмомформирования видимого излучения ИПР является фоторекомбинация в 6Р и 5D состоянияатома цезия. Как видно из рис. 6.6, даже при относительно небольших значениях давлениярmax = 83 Toрр (рис. 6.6а) сдвиг порогов рекомбинационных 6Р и 5D континуумов составляетth  50 нм. С увеличением давления величина сдвига возрастает и достигает значенияth  100 нм при рmax = 1087 Toрр (рис. 6.6в).Расчёты цветовой температуры Тс и индекса цветопередачи Ra излучения ИПР в цезиивыполнены в соответствии с методикой, изложенной в [140,144]. На рис. 6.6 сравниваются200(a)10000F , Вт/(м нм)800012600024000200030300400500 , нм600700800(б)300002200002F , Вт/(м нм)13100000300400500600 , нм70080020130000(в)32000012F , Вт/(м нм)2100000300400500600700800 , нмРис. 6.6. Спектральный поток энергии F λ , выходящий с поверхности плазмы вмомент окончания импульса тока, для различных режимов горения ИПР:a – Imax = 40 А, I0 = 0,6 A, ν = 1300 Гц, t p = 35 мкс, рmax = 83 Toрр, Тс = 3600 К;б – Imax = 120 А, I0 = 0,2 A, ν = 900 Гц, t p = 45 мкс, рmax = 427 Toрр, Тс = 4300 К;в – Imax = 120 А, I0 = 0,2 A, ν = 900 Гц, t p = 45 мкс, рmax = 1087 Toрр, Тс = 5200 К .Цифры на рисунках означают: 1 ‒ F ( R, t p ) , 2 ‒ FP (Tс ) , 3 ‒ F(bf ) ( R, t p ) .спектры излучения ИПР F λ (R,t) и чёрного тела FP (Tc ) при температуре Тс , равнойцветовой температуре излучения ИПР.

Для удобства планковские спектры нормировалисьтаким образом, чтобы значения FP (Tc ) и F ( R, t p ) совпадали при некоторой, характернойдля видимого спектра, длине волны. Здесь выбрано значение λ0 = 500 нм вблизи порога 6Рконтинуума. Как видно из рис. 6.6, в исследованном диапазоне давлений спектр излученияИПР в значительной части видимой области имеет планковский характер, т.е. совпадает сточностью до некоторой константы с излучением чёрного тела при температуре равной Тс .Это позволяет, используя соотношение (2.70), установить связь между Т0 и Тс :FP (Tc ) F (T )  P 0F0 P (Tc )  0 F0 P (T0 )(6.1)В видимой части спектра, вблизи λ0 , представим спектральную степень черноты в виде    0  (  0 )  /    0 и подставим в (6.1). Теперь получаем:202T0k T      R . 1  B 0 Tchc / 0     R    0(6.2)В видимой области спектра зависимость радиальной оптической толщины  R от длиныволны λ определяется сечением фотоионизации 6Р и 5D состояний атома цезия.

Как известно[29], эти сечения возрастают при приближении к порогу. Как следствие, в видимой областиспектра  R /  > 0 , и соотношение между Тс и Т0 определяется величиной   /  R .Особенности зависимости   от  R рассматривались в разделе 2.12, где было показано, что  /  R  0 при  R  1 ,   /  R  0 при  R  1 и   /  R  0 при  R  1 .

В результате,для режимов горения ИПР, в которых плазма оптически прозрачна, Тс < Т0 . По мереувеличения давления и, соответственно, увеличения оптической толщины  R , цветоваятемпература излучения разряда возрастает и сравнивается с температурой электронов на осиТ0 при  R  1 . В режимах горения ИПР с  R  1 температура излучения превышаеттемпературу электронов: Тс > Т0.Планковский характер излучения ИПР в цезии в видимой области спектра объясняетего высокое качество цветопередачи в широком диапазоне давлений (0.1 – 1.5 атм).Величина индекса цветопередачи Ra превышает во всех режимах значение 95. Так, висследованных режимах: Тс = 3600 K, Ra = 95 при рmax = 83 Toрр и Т0 = 6326 K (рис.

6.6а), Тс= 4300 К, Ra = 98 при рmax = 427 Toрр и Т0 = 7400 K (рис. 6.6б) и Тс = 5200 К, Ra = 98 прирmax = 1087 Toрр и Т0 = 6600 K (рис. 6.6в).6.3. Расчёт доли видимого излучения в спектре ИПР в цезииПри оценке возможности использования ИПР в цезии в качестве источника светабольшое значение имеет величина доли  vis видимого излучения в спектре разряда. Расчёт vis выполнен рамках двухтемпературной многожидкостной модели ИПР, развитой в главе5. Вычисления проводились в соответствии с соотношениями: visF (t ) vis,F (t )760nmFvis (t )  F ( R, t )d ,380nm5000nmF (t )  F ( R, t )d ,(6.3)100nmгде F λ(R,t) − спектральный поток энергии, выходящий с поверхности столба плазмы вмомент окончания импульса тока, Fvis(t) − поток энергии видимого излучения, F(t) − полныйпоток энергии излучения.

При вычислении F интегрирование проводилось по всему спектру,излучение в котором вносит заметный вклад в полный поток радиационной энергии.203Для определения диапазона возможных значений  vis было проведено численноемоделирование ИПР в трубке радиусом R = 2,5 мм и толщиной стенок ΔR = 1 мм вразличных режимах горения. При этом импульс тока заданной формы (см. рис.

5.3-5.4) иамплитуды Imax пропускался через газоразрядную трубку с разным количеством цезия Ма наединицу длины трубки. Серии численных экспериментов были проведены для широкогодиапазона значений амплитуд Imax = 10 – 120 А. На рис. 6.7 приведены результаты расчётов vis для четырёх серий вычислений, соответствующих значениям Imax равным 17 А, 40 А, 70А и 120 А.

Значения  vis вычислены для момента времени t = tp , соответствующегоокончанию импульса тока, когда потоки излучения из плазмы максимальны. Длянаглядности на рис. 6.7 приведены зависимости  vis от Ма (рис. 6.7а), максимальногодавления pmax = p(tp) (рис. 6.7б) и от радиальной оптической толщины столба дуги  R ( ) длязначения λ = 525 нм, соответствующего середине 6Р фоторекомбинационного континуума(ри. 6.7в). Геометрические символы (♦,▲,●,■) на кривых указывают режимы, при которыхбыли проведены расчёты.Как было показано выше (см.

рис. 6.6), значительная часть видимого спектра излученияявляется практически непрерывной во всех исследованных режимах горения разряда. Приэтом, как видно из рис. 6.7, доля видимого излучения  vis в спектре ИПР в цезии составляетзначительную величину и изменяется в диапазоне от 33% до 58% . Для сравнения на рис. 6.8приведены значения  vis для чёрного тела, которые, как видим, не превышают 48%. Такимобразом, доля видимого излучения в спектре ИПР, имеющего в видимой области спектрблизкий к непрерывному, заметно больше, чем у чёрного тела.Как видно из рис.

6.7, величина  vis  Fvis / F имеет пологий максимум в широкомдиапазоне значений давления pmax = 400 – 800 Торр и слабо зависит от амплитуды тока вимпульсе. Максимальные значения  vis достигаются (см. рис. 6.7в) в тех режимах горенияИПР,когдарадиальнаяоптическаятолщинастолба R ( )ввидимойчастирекомбинационного континуума имеет значения  R ( ) ~ 0,4-0,8.Для объяснения этой особенности значений  vis воспользуемся соотношением (2.70):F ( R)    FP (T0 ) .(6.4)Здесь ελ – спектральная степень черноты, зависящая, главным образом, от  R () , иFP (T0 ) ‒ планковский поток энергии, определяющий зависимость Fλ(R) от температуры Т0на оси разряда (см. более подробно раздел 2.11).2040,60(а)40,5532Fvis / F0,500,4510,400,350,30020406080100120140160Ma , мкг/см0,60(б)0,553Fvis / F0,50420,4510,400,350,300200400600pmax , Торр8001000205(в)0,6020,553Fvis / F0,50410,450,400,350,300,010,11R(525нм)Рис.

Характеристики

Список файлов диссертации