close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

10093.2136.Всероссийская конференция Физика низкотемпературной плазмы ФНТП-2014. В 2 т. Т. 1

код для вставкиСкачать
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ВСЕРОССИЙСКАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ
«ФИЗИКА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ»
ФНТП-2014
Том 1
20 - 23 мая 2014 года
Сборник материалов
2014
0
0
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Российская академия наук
Академия наук Республики Татарстан
Министерство образования и науки Республики Татарстан
Научный совет РАН по комплексной проблеме «Физика
низкотемпературной плазмы»
ФГБУН «Объединенный институт высоких температур» РАН
ФГБУН «Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова» РАН
ФГБУН «Институт нефтехимического синтеза им. А.В. Топчиева» РАН
ОАО «Татнефтехиминвест-холдинг»
ФГАОУ ВПО «Московский физико-технический институт
(Государственный университет)»
ФГБОУ ВПО «Казанский национальный исследовательский
технологический университет»
ФГБОУ ВПО «Казанский национальный исследовательский технический
университет им. А.Н.Туполева»
ВСЕРОССИЙСКАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ
«ФИЗИКА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ»
ФНТП-2014
Том 1
20 - 23 мая 2014
Сборник материалов
Казань
Издательство КНИТУ
2014
0
1
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
УДК 533.9
Всероссийская конференция «Физика низкотемпературной плазмы» ФНТП2014 : сборник материалов : в 2 т. Т. 1; М-во образ. и науки России, Казан. нац.
исслед. технол. ун-т. – Казань : Изд-во КНИТУ, 2014. – 374 с.
ISBN 978-5-7882-1578-5
ISBN 978-5-7882-1579-2 (т. 1)
Представлены материалы Всероссийской (с международным участием)
конференции «Физика низкотемпературной плазмы» ФНТП-2014 в 2 томах и
Международной научной школы молодых ученых и специалистов «Плазменные
технологии в исследовании и получении новых материалов», где отражены новые
направления работ по физике низкотемпературной плазмы.
Представляет интерес для специалистов, инженеров, молодых ученых и
студентов в области физики низкотемпературной плазмы.
Редакционная коллегия:
Абдуллин И.Ш. – проректор по научной работе КНИТУ, председатель
Гайнуллин Р.Н. – профессор КНИТУ, секретарь
Шаехов М.Ф. – профессор КНИТУ
ISBN 978-5-7882-1579-2 (т. 1) © Казанский национальный исследовательский
ISBN 978-5-7882-1578-5
технологический университет, 2014
2
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
PLENARY SESSION
ПЛЕНАРНЫЕ ДОКЛАДЫ
ГЕНЕРАЦИЯ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ В БОЛЬШИХ
ВАКУУМНЫХ ОБЪЕМАХ И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЯ
Коваль Н.Н.1,2
1
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки
Институт сильноточной электроники Сибирского отделения Российской
академии наук, Россия, 634055, Томск, пр-т Академический 2/3;
2
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение
высшего профессионального образования «Национальный исследовательский
Томский государственный университет», Россия, 634050, Томск,
пр-т Ленина 36, [email protected]
Рассмотрены
устройства
и
принципы
генерации
однородной
низкотемпературной плазмы в несамостоятельных дуговых и тлеющих
разрядах при давлении (0,1
÷1) Па в объемах (0,1
-1) м3. Использование
комбинации накаленного и полого катодов позволяет инициировать и
поддерживать разряд с токами в десятки-сотни ампер при напряжениях горения
десятки-сотни вольт в режимах без образования катодного пятна. Это в свою
очередь позволяет генерировать однородную газоразрядную плазму с
концентрацией 109-1011 см-3 в значительных вакуумных объемах.
Приведены примеры использования такой плазмы для реализации
комплексных процессов модификации поверхности материалов и изделий,
включая очистку и активацию поверхности, азотирование на глубину в десяткисотни микрометров и плазменно-ассистированное напыление сверхтвердых
наноструктурированных
функциональных
покрытий
на
поверхность
материалов и изделий. Описаны опытные автоматизированные ионноплазменные установки для реализации таких процессов.
Кроме того, показано, что на основе созданной в больших объемах
плотной низкотемпературной плазмы можно создавать эффективные эмиттеры
электронов для генерации пучков большого сечения.
Приведены примеры электронно-пучковых установок с плазменными
катодами для генерации импульсно-периодических пучков с токами в десяткисотни ампер при длительностях импульсов в десятки-сотни микросекунд и
ускоряющих напряжениях в десятки-сотни киловольт.
Показано, что обработка поверхности материалов такими пучками
позволяет производить ее модификацию (электронно-пучковое выглаживание,
закалку, измельчение структуры), существенно улучшая физико-химические,
прочностные, трибологические и другие свойства поверхностного слоя.
Разрабатываемое электронно-ионно-плазменное оборудование и реализуемые с
его использованием процессы, перспективны для повышения срока службы
материалов и изделий.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (проект
№14-08-00997-а, №13-08-98108-р_сибирь_а)
3
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ УПРАВЛЕНИЯ СВОЙСТВАМИ
ПОВЕРХНОСТНЫХ СЛОЕВ НЕОРГАНИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ
ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ВЫСОКОЧАСТОТНОГО РАЗРЯДА
ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ
Абдуллин И.Ш.
Казанский национальный исследовательский
технологический университет,
Россия, ул. К.Маркса, д.68, г. Казань, [email protected]
Как известно, срок службы и надежность изделий во многом
определяется состоянием поверхностного слоя, при этом наличие на
поверхности трещиноватых и рельефных слоев приводит зачастую к
существенному уменьшению срока службы изделий. В настоящее время
наиболее применяемыми методами по обработке поверхности являются
электрофизические методы. Большинство электрофизических методов
обработки модифицируют слои, или создают покрытия, от микронной до
миллиметровой толщины. Ряд методов позволяют изменять отдельные свойства
нанослоев, но при этом остальные свойства остаются без изменения.
Анализ электрофизических методов модификации показывает, что
воздействие на поверхность в них, как правило, осуществляется
концентрированными потоками энергии интенсивностью от 103 К и выше, при
энергии ионов (если это методы ионной обработки) ~102-103 эВ и более. В то
же время, существует диапазон энергий от 30 до 100 эВ, который не охвачен
этими методами, и можно ожидать, что использование низкоэнергетических
ионов позволит реализовать процессы щадящей обработки поверхности без
нарушения или с улучшением структуры приповерхностных слоев. Потоки
ионов в таком диапазоне энергий возможно получать в ВЧ разрядах
пониженного давления.
Результаты исследований показывают, что ВЧ плазма пониженного
давления позволяет проводить обработку неорганических материалов
различной
физического
природы
и
структуры:
проводящие,
полупроводниковые, диэлектрические; металлы и их сплавы; стекла; тонкие
пленки, порошковые. С ее помощью можно проводить глубокую очистку и
активацию поверхности с удалением дефектных слоев, полировку, упрочнение,
наносить и модифицировать тонкопленочные и многослойные покрытия.
Многообразие применений ВЧ плазмы пониженного давления
обуславливается некоторыми особенностями, отличающими ее от разрядов,
близких по диапазону давлений (тлеющий разряд) или способу ввода энергии
(ВЧ индукционный разряд атмосферного давления).
Исследования проводились на ВЧ плазменных установках, состоящих из
стандартных блоков и элементов, включающих в себя генератор, ВЧ индуктор
и ВЧ электроды, вакуумную систему, систему подачи плазмообразующего газа
и диагностической аппаратуры. Изучались свойства разряда в инертных газах
(аргон, неон, гелий, криптон) и в смеси аргона с активные газами (кислород,
4
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
азот, пропан-бутан, углекислый газ, воздух). Исследования проводились в
диапазоне расхода плазмообразующего газа от 0 до 0,2 г/с, при изменении
давления от 13 до 133 Па. Мощность в разряде варьировалась от 0,5 до 60 кВт,
частота генератора изменялась от 1,76 до 30 МГц. В указанных диапазонах
реализованы различные виды ВЧ разрядов: индукционные с соленоидальным
индуктором, емкостного типа с кольцевыми и плоскими электродами. Свойства
плазмы определялись с помощью диагностического комплекса.
В результате комплексных исследований ВЧ разрядов пониженного
давления установлено, что в отличие от других видов газовых разрядов, они
характеризуются следующим:
1) поток плазмы, вытекающий изразрядной в рабочую камеру образует
плазменную струю длиной до 0,5 м, в которой выделяется до 50% от общей
мощности, вкладываемой в разряд. Концентрация электронов в струе на
несколько порядков выше, чем она должны быть в распадающейся плазме, и,
кроме того, обнаруживается существенное электромагнитное поле;
2) у поверхности тела, помещенного в плазму, образуется слой
нескомпенсированного положительного заряда (СПЗ) толщиной, в зависимости
от степени термической неравновесности плазмы, от 0,1 до 2 мм. При этом
потенциал тела относительно плазмы достигает значений величины 30-100 В;
3) благодаря наличию
СПЗ, на поверхность образца поступает
2
слабоинтенсивный (0,3 – 25 А/м ) поток низкоэнергетичных (30 – 100 эВ) ионов
плазмообразующего газа, который и является основным фактором,
воздействующим на свойства поверхностного слоя материала.
При столкновении с поверхностью ионы передают приобретенную
кинетическую энергию (30-100 эВ) и энергию рекомбинации атомам
кристаллической решетки твердого тела. Это и является основным фактором
для реализации процессов глубокой очистки, полировки, повышения
усталостной прочности с одновременным наведением остаточных напряжений,
создания диффузных и нанодиффузных слоев, нанесение и модификация
тонкопленочных покрытий тонкопленочных покрытий.
Разработана математическая модель, описывающая процессы в
квазинейтральной плазме, СПЗ и двойном слое. В результате расчетов
установлены зависимости основных характеристик плазмы (пространственные
распределения
электромагнитного
поля,
концентрации
электронов,
электронной и газовой температур, энергия ионов и плотносить ионного тока
на поверхность образца) от параметров установки. Показано, что при энергиях
ионов до 100 эВ ионный поток фокусируется на микронеровностях
поверхности, следствием чего является избирательный характер плазменной
обработки.
Обнаруженный
эффект
является
основой
реализации
перечисленных выше процессов и основным отличием данного вида
плазмохимической обработки от других.
С целью разработки способа модификации, позволяющего улучшить
качество и надежность изделий машиностроения, проведены исследования
взаимодействия ВЧ плазмы пониженного давления с металлами,
5
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
диэлектриками, полупроводниками и тонкопленочными структурами. Каждую
группу материалов формировали из представителей, наиболее широко
применяемых в производстве. Поэтому из металлов выбраны стали
коррозионностойкие, жаростойкие, жаропрочные и износостойкие типа Х13,
12Х18Н9Т, 08Х18Т1; стали конструкционные, углеродистые качественные типа
сталь 50, сталь 40, сталь 30; титановые сплавы ВТ-1, ВТ-3, ВТ-6, ВТ-8, ВТ-9;
легированный чугун, медь типа МОО, латунь, алюминиевые сплавы Д16Т,
АМЦ, силумины и специальная проводящая керамика, твердый сплав ВК6-ОМ.
Из диэлектриков выбраны неорганические: поликор, ситалл, сапфир, стекла
различных марок (KB, K8, силикатные), кварц, пирекс, галлий-гадолиниевый
гранат, искусственный алмаз, – и органические: полиэтилен, полистирол. Из
полупроводниковых материалов обработке подвергались кремний, германий,
арсенид галлия, которые используются в электронной и микроэлектронной
промышленности.
В результате установлено, что с помощью плазмы ВЧ разряда
пониженного давления можно реализовать процессы формирования
диффузионных слоев до 200 мкм с одновременным получением захороненных
слоев атомов, в том числе и инертного газа, Толщина захороненных слоев
достигает 20 нм.
При добавлении в плазмообразующий газ реагирующих газов (N2, O2,
CO2, CH4, C3H8+С4H10) на поверхности титановых сплавов, сталей образуются
нитриды, оксиды и карбиды соответствующих металлов, увеличиваются
параметры решетки как параметра a, так и c. Обнаружена тенденция
повышения твердости поверхности после обработки в кислородосодержащей
плазме.
ВЧ плазменная обработка значительно ускоряет диффузионные
процессы, как из газовой среды в поверхностные слои материала, так и внутри
него. Например, процесс азотирования в ВЧ плазме пониженного давления
протекает в 8 раз быстрее «класического» печного азотирования. ВЧ
плазменная обработка ускоряет также процессы самодиффузии в сталях.
Следствием этого является ускорение процессов отпуска и рекристаллизации
по сравнению с обычной термической обработкой.
Результаты коррозионных испытаний образцов из сталей и титановых
сплавов показали, что в результате воздействия ВЧ плазмы пониженного
давления происходит общее увеличение коррозионной стойкости, что
объясняется образованием на поверхности модифицированного нанослоя.
В результате обработки вольфрамо-кобальтового сплава струйным ВЧ
разрядом пониженного давления в смеси аргона и пропан-бутана образуется
модифицированный поверхностный слой толщиной от 70 до 420 нм. Наружный
подслой толщиной ~10 нм содержит углерод в виде графита, в переходном
подслое толщиной от 10 нм до 70-420 нм углерод присутствует в составе
карбида вольфрама, в алмазоподобном состоянии и в связях С-Н и С-О-Н.
Детальные исследования с применяем фактографического анализа после
усталостных испытаний показали, что после плазменной обработки разрушение
6
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
начинается с одной стороны, усталостная прочность и предел выносливости
возрастает на 25-35% с одновременным увеличением микротвердости на 10% и
формированием плавных эпюр сжимающих остаточных напряжений до
200 мкм глубиной, и с одновременным уменьшением шероховатости на
2 класса.
Обработка металлов и сплавов, диэлектриков позволяет эффективно
производить очистку и активацию перед нанесением покрытий, что позволяет
получать высококачественные покрытия с адгезионной прочность порядка
109 Па при температуре, не превышающей 100ºС на силуминах.
Принципиальным
отличием
плазменной
полировки
металлов,
диэлектриков, полупроводников является возможность одновременно с
полировкой до 14 класса и выше удалять трещиноватые и рельефные слои, что
позволяет существенно повысить усталостную прочность и коррозионную
прочность. Полировка диэлектриков позволяет уменьшить коэффициент
рассеяния в 1,5-2 раза.
При взаимодействии с полупроводниками уменьшается плотность
обратного тока на 50%, повышается пробивное напряжение p-n перехода и на 12 порядка повышается плотность упаковки.
Процесс получения покрытий с помощью плазмы ВЧ разряда
пониженного давления позволяет получать пленки с улучшенными
параметрами: повышенной адгезионной прочностью за счет образования
диффузного переходного слоя; плотностью приближенной к плотности
объемного материала; поверхностью, на которой практически отсутствуют
примесные дефекты, микропоры, микротрещины. Покрытия можно наносить
как на изделия сложной конфигурации, так и на внутреннюю поверхность
трубчатых изделий.
Разработан процесс объемной обработки пористых материалов
(силикагеля различных видов сорбентов), позволяющий существенно улучшить
их характеристики за счет увеличения удельной пористости и выравнивания
процентного содержания различных пор.
В результате проведенных исследований разработан комплекс
оборудования и технологий которые внедрены на фирме ДФС (Германия) и
РЕСХАУР (Швейцария), пяти медикоинструментальных заводах, КМПО,
ГИПО, на фирме Мембран Владистар, на двух предприятиях производящих
натуральные ВММ.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проекты 12-0100955, 14-01-00755) и Минобрнауки РФ (базовая часть госзадания, проект от
01.02.2014 г. № 2196).
ЛИТЕРАТУРА
1. И.Ш. Абдуллин, В.С. Желтухин, Н.Ф. Кашапов. Высокочастотная
плазменно-струйная обработка материалов при пониженных давлениях:
теория и практика применения / - Казань : Изд-во Казан. ун-та, 2000. - 348 с. :
ил. - ISBN 5-7464-0434-9
7
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ВЫСОКОЧАСТОТНАЯ ПЛАЗМА И ПЛАЗМОТРОНЫ.
КОНСТРУКЦИИ И ПАРАМЕТРЫ ТЕХНОЛОГИИ.
С.В. Дресвин, Ж. Амуру
СПбГПУ 195251, Россия, Санкт-Петербург, Политехническая, 29
UPMC-ENSCP France
В локладе сделан обзор истории изучения
высокочастотных
безэлектронных разрядов индукционного и емкостного типов, начиная с
первых работ Гитторфа (1882г), Дж. Томсона, Н. Тесла, вплоть до создания
первых конструкций разрядных камер, которые уже можно было назвать
высокочастотными плазмотронами (1959 – 1962 г.г.)
Описаны
первые
конструкции
ВЧИ
–
плазмотронов
для
аэродинамических испытаний лобовой части ракет, входящих в плотные слои
атмосферы.
Дается описание установок для получения особо чистого кварцевого
стекла в ВЧИ плазматронах;
плазмохимического синтеза двуокиси титана и двуокиси кремния ;
описание методов очистки и сфероидизации мелких тугоплавких частиц в
ВЧИ плазматронах.
Описана
конструкция
сверхмощного
ВЧИ
плазмотрона
для
аэродинамического испытания модели космического корабля «Буран»
Дана информация о методах математического моделирования плазмы.
Дается информация о структуре учебного плана специализации
«Плазменная техника и технология».
Дается перечень монографий и учебных пособий.
EXCITED STATES FROM RF PLASMA EXPERIMENTAL STUDIES AND
SPECIFIC CHEMICAL PROPERTIES
Jacques AmourouxUPMC-ENSCP France
Serguey DresvinPSU of Saint Petersbourg Russia
Abstract
The goal of ou r purpose is to point out the unusual chemistry under plasma
conditions .we have chosen simple species such as hydrogen atom or molecule and
some radicals species which are the key parameters of surfa ce treatment in
microelectronic and polymer surface treatment.
From optical emission spectroscopy to fundamental orbital simulations and
some specific surface properties we explain what is a chemical phenomenon and how
to measure the difference from fundamental states and excited states. For that we
need measures and scales of reactivity that is why we have developed d ifferent
concepts connected with usual thermodynamic measures such as electronic affinity,
polarisability ,acid base scale,dipole measure with and without electrical field , Bohr
radius and volume of excited sates,viscosity ,triplet spin state ,homo and lumo
orbitals ,and the very important laws of Polanyi ( Nobel Prize) to explain the role of
8
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
vibration and rotation states during the electron –atom or molecule interaction in the
elementary step of the plasma reaction
In any case we try to demonstrate through our experimental set up the role of
these concepts which permit to clarify some results and give us a tool to qualify the”
chemistry of a plasma” and open the way of proc ess such as surface treatment of
polymer with specific polar surface properties, depollution process, high purity
material .
The plasma chemistry began a tool connected with the quantum mechanics and
open the understanding of the specific properties of e xcited orbitals from atom or
radicals ( CF2, CH2, NH, N2, O2, etc )
But at last we point out the unusual main properties of plasma processes :
energy efficiency and sustainable development by low consumption of reagents (10-6
of the usual chemical process) that is why plasma processes are the best way for gas
phase depollution .
TRANSPORT PHENOMENA AND INSTABILITIES IN LOW
TEMPERATURE MAGNETIZED PLASMAS
J.P. Boeuf
LAPLACE, Univ P Sabatier, 118 Route de Narbonne, 31062 Toulouse, France
Email :[email protected]
We present recent studies on rotating instabilities in low temperature plasma
devices in crossed electric and magnetic field (EXB) configurations. We will focus
on the simple geometry of a c ylindrical magnetron discharge and will describe the
formation of r otating instabilities as predicted by Pa rticle-In-Cell Monte Carlo
Collisions (PIC MCC) simulations.
At pressure in the range 1-10 mtorr, the instabilities are associated with a
rotating azimuthal ionization front “rotating spoke”. The rotating spoke is a strong
double layer moving towards the higher potential region at a ve locity close to the
critical ionization velocity, a c oncept proposed by A lfvén in the context of the
formation of the solar system1,2. The mechanisms of cross-field electron transport
induced by this instability will be described in detail.
At pressure below a few 0.1 mtorr, the plasma may be locally nonneutral and
the simulations predict the formation of electron vortices that rotate in the azimuthal
direction. These vortices may move between cathode and anode while rotating
azimuthally, interact and merge. Similar phenomena have been described
experimentally by Kervalishvili3 and coworkers and have some common features
with vortices observed in pu re electron plasmas and resulting from the diocotron
instability.
REFERENCES
[1] J. P. Boeuf and B. Chaudhury, Phys. Rev. Lett. 111, 155005 (2013).
[2] A. Piel, Adv. Space Res. 10, 7 (199 0); N. Brenning, Space Sci. Rev. 59,
209 (1992)
[3] N.A. Kervalishvili, J. Georgian Geophysical Society 15, 137 2011
9
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
STRONGLY COUPLED CHARGED DUST SYSTEM UNDER
LABORATORY AND MICROGRAVITY CONDITIONS: ORDERED
STRUCTURES AND PHASE TRANSITIONS
O.F. Petrov, V.E. Fortov
Joint Institute for High Temperatures RAS
Russia, 129515 Moscow, Izhorskaya 13 bld.2, [email protected]
The charged dust system represent a non-neutral or quasi-neutral systems (dusty
plasmas) containing micron-sized particles of a substance with electrical charges up
to 102-105e. As a result of strong interaction, the dust particles may form the ordered
structures of liquid and crystal types. The laboratory dusty plasma is the unique
object for studying the structures, phase transitions and transport phenomena on the
“kinetic level”.
The phase transitions in quasi-two-dimensional dust structures suspended in rf
discharge were studied. The experimental results have revealed the existence of
hexatic phase as well as solid-to-hexatic phase and hexatic-to-liquid transitions. The
spatial distribution of pair interparticle interaction forces was recovered by t he
original method based on solving the inverse problem using Langevin equations.The
measured phase-state points with the theoretical phase diagram of t wo-dimensional
Yukawa system have been obtained.
The formation of ordered structures from large number (~104) of charged
diamagnetic dust particles in a cusp magnetic trap was studied under microgravity
conditionsonboard ISS.The magnetic susceptibility and charge of t he particles have
been estimated.
The numerical simulations of the lunar plasma-dust exosphere caused by action of
solar ultraviolet radiation and the incoming solar wind on the lunar surface have been
carried out. The influence of t he solar wind flux on the near-surface photoelectron
sheath formation as well as conditions of dust levitation above the lunar surface have
been analyzed.
This work was partially supported by the Russian Foundation for Basic Research
(Projects No. 13-02-01393 and 13-02-12256) andby the Program of the Presidium of
RAS “Matter under High Energy Densities”.
ЛИТЕРАТУРА
1. G. Rauhut, P. Pulay. J.Phys.Chem.99 (1995) 3093.
2. J.D. Cox, G. Pilcher.Thermochemistry of organic and organometallic
compounds. Academic Press, New York, 1970.
10
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
MULTIPLE STEADY-STATE SOLUTIONS IN THE THEORY OF DC
GLOW AND ARC DISCHARGES AND SIMULATION OF CATHODE SPOTS
Benilov M. S.
Departamento de Física, Universidade da Madeira, 9000 Funchal, Portugal
[email protected]
Self-consistent theoretical models of dc glow discharges and plasma-cathode
interaction in arc discharges in ambient gas, including the most basic ones, admit
multiple solutions existing for the same discharge current. These solutions exist
simultaneously with the solution given in textbooks, which describes a discharge
mode with a uniform or smooth distribution of current over the cathode surface, and
describe modes with various configurations of cathode spots: normal spots on glow
cathodes, patterns of multiple spots recently observed on cathodes of glow
microdischarges, spots on arc cathodes.
The existence of multiple solutions was hypothesized in 1963 for arc-cathode
interaction [1] and derived in 1988 for glow discharges [2]; further references of
historical interest can be found in [3] and [4], respectively. However, the central role
of multiple solutions was fully realized only in the late 1990s i n the theory of arc
plasma-cathode interaction. By now, multiple solutions describing diffuse and spot
modes of c urrent transfer to cathodes of hi gh-pressure arc discharges have been
computed under different conditions by different research groups, validated by an
extensive comparison with the experiment, and proved relevant for i ndustrial
applications. Most of effort was invested in low-current high-pressure arcs, which are
used in high-intensity discharge lamps. Multiple solutions in the theory of g low
discharges have started to be systematically computed only recently.
An example of multiple solutions is shown in Fig. 1. In the case of glow
discharge, <j> designates the average density of electric current to the cathode
surface, R is the discharge tube radius, h is the interelectrode distance, and U is the
discharge voltage; R and h are radius and height of the cathode and U isthe nearcathode voltage drop in the case of arc cathode. This figure refers to the simplest case
where the lateral surface of the glow discharge tube reflects the ions and the
electrons, while the lateral surface of the arc cathode is thermally and electrically
insulated. In this case, one of the multiple solutions, namely, the one represented by
the line NP, is one-dimensional (1D) and describes states with a uniform distribution
of current over the electrode surface. The other existing solutions are
multidimensional and describe modes with different configurations of cathode spots.
In the case of gl ow discharge (Fig. 1a), the 1D solution NP describes the
Townsend discharge for very low current densities, the abnormal discharge for high
current densities, and the unstable discharge with the falling current-voltage
characteristic (CVC) for intermediate current densities. This solution is similar to the
p = 30 Torr, R = h = 0.5 mm. Data from [4,7]. (b) Cathode of an arc discharge. Ar
plasma, p = 1 bar, W cathode, R = 2 mm, h = 10 mm. Data from [8].
11
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
175
N
U (V)
b1
b2
b3
(a)
b4
170
b10
165
160
Q
S
b14
155
a14
a P
a10 a 1
150
3
1
100 〈j〉 (Am-2)
10
15 N S
U
(V) a4
Q
(b)
14
a3,3
a3
13
a3,2,1
12
a3,2
a2
P
a1
11
70 80 90 100
200
300
I 400
(A)
500
Fig.1. CVCs and schematics of current density distribution over the cathode
surface described by different steady-state solutions. (a) Glow discharge. Xe plasma,
2D (axially symmetric) solutions branch off from the 1D solution; 3D solutions
branch off from the 1D and 2D solutions. The bifurcation points, i.e., the states where
this happens, are marked in Fig. 1 by circles.
12
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Classic solution which is based on a l inear approximation of electric field in
the near-cathode space-charge sheath and is given in textbooks (e.g., [5,6]). Solutions
a1b1 and a3Qb3 are 3D and 2D, respectively, and describe modes with a normal spot
positioned at, respectively, the edge or the center of the glow cathode. Solution a3Sb3
is 2D and describes a mode with a ring spot at the periphery of the cathode observed
in [10]. Solutions a10b10 and a14b14 are 3D and describe modes with patterns of
multiple spots observed recently in glow microdischarges; e.g., [9] and references
therein.
In the case of arc-cathode interaction (Fig. 1b), the 1D solution NP describes
the diffuse mode of current transfer and is similar to the solution considered in the
book [11]. The solution that branches off at the state a1 is 3D and describes a mode
with a spot at the edge of t he cathode. The other solutions are unstable in this
geometry and do not realize in the experiment.
The mechanism ensuring existence of multiple solutions for both glow and arc
cathodes originates in basic processes of t he near-cathode space-charge sheath. It
follows that basic processes in the near-cathode space-charge sheath are sufficient to
produce self-organization. This is a very general mechanism present in all discharges
where the near-cathode sheath plays a significant role. It may play a role in
appearance of spots or patterns also on cathodes of ac and pulse discharges.
Although the physics of pl asma-cathode interaction in dc glow and arc
discharges is very different, the overall patterns of multiple solutions shown in Figs.
1a and 1b are remarkably similar. Of course, this is not surprising: in terms of general
theoretical physics, near-cathode regions of both discharges represent bistable
nonlinear dissipative systems; cathode spots represent self-organization phenomena;
hence solutions describing the spots must conform to general trends of selforganization in bistable systems. This allows one to understand multiple solutions in
the theory of glow and arc cathodes and different spot patterns described by these
solutions within the same framework.
These solutions are important also beyond their usefulness for understanding
and modelling cathode spots in dc discharges. The fact that the model of dc glow
discharges between parallel electrodes, which is the workhorse of the gas discharge
theory and modelling, admits a ne w class of multidimensional solutions and these
solutions are of physical relevance, is by itself surprising and theoretically interesting.
These solutions add to understanding of the physics contained even in simple gas
discharge equations; another illustration of the richness of the discharge science.
Furthermore, understanding of these solutions may be important also in apparently
simple situations where multiple solutions are not of primary concern.
The existence of multiple solutions describing different modes of c urrent
transfer to electrodes is, of course, not a feature specific for dc discharges: in the case
of ac and pulse discharges one can think of multiple nonstationary solutions, one of
which varies only in the axial direction (is 1D in space) and describes a spotless mode
and the others vary also in transversal directions and describe different self-organized
modes. A feature which is specific for dc discharges is the existence of bifurcations
of (steady-state) solutions, and this feature, having been predicted theoretically, was
13
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
also confirmed experimentally. This feature offers the possibility of a systematic
computation of m ultiple solutions in the cases of both dc glow discharges and arccathode interaction. Such approach can be used for understanding and modelling
steady-state spots or patterns governed also by other mechanisms, provided that the
transition between steady-state modes occurs without temporal oscillations.
This talk is dedicated to a review of multiple solutions in the theory of dc glow
discharges and plasma-cathode interaction in arc discharges obtained to date, their
systematization, and analysis of their properties and physical meaning. The outline of
the talk is as follows. The concept of m ultiple solutions in the theory of dc glow
discharges and plasma-cathode interaction in arc discharges is formalized and
properties of these solutions are analyzed on the basis of general trends of the theory
of self-organization in bistable nonlinear dissipative systems. Relevant aspects of
computation of these solutions are discussed. Typical results of calculations of
multiple solutions are shown and compared with trends observed in the experiment.
Other topics to be discussed include: transition from self-organized modes of current
transfer to modes where current spots represent concentrations of current caused by
non-uniformities of t he cathode surface; solitary cathode spots; role of Steenbeck’s
principle of m inimum power in modern theory and modelling; examples of
apparently simple situations where glow discharges and arc-cathode interaction
reveal complex behavior; observations of s pots and patterns on electrodes of gas
discharges and the first-principle theory and modelling where available; the place of
the approach based on multiple steady-state solutions in the theory and modelling of
gas discharges; possible directions of future work.
REFERENCES
1. W.L. Bade, J.M. Yos. Theoretical and Experimental Investigation of Arc
Plasma-Generation Technology. Part II, Vol. 1: A Theoretical and
ExperimentalStudy of Thermionic Arc Cathodes. Technical Report No. ASD-TDR62-729. AvcoCorporation, Wilmington, Mass., USA, 1963.
2. M.S. Benilov. Sov. Phys. - Tech. Phys. 33 (1988) 1267.
3. M.S. Benilov. J. Phys. D: Appl. Phys. 41 (2008) 144001.
4. P.G.C. Almeida, M.S. Benilov and M.J. Faria. Plasma Sources Sci.
Technol.19 (2010) 025019.
5. Yu.P. Raizer. Gas Discharge Physics. Springer, Berlin, 1991.
6. M.A. Lieberman, A.J. Lichtenberg. Principles of Plasma Discharges and
Material Processing. Wiley, New York, 2005.
7. P.G.C. Almeida, M.S. Benilov and M.J. Faria. IEEE Trans. Plasma Sci. 39
(2011)2190.
8. P.G.C. Almeida, M.S. Benilov, M.D. Cunha and M.J. Faria. J. Phys. D:
Appl. Phys. 42 (2009) 194010.
9. K.H. Schoenbach, W. Zhu. IEEE J. Quantum. Electron. 48 (2012) 768.
10. W. Zhu, P. Niraula. Plasma Sources Sci. Technol. 23 (2014) to appear.
11. W. Neumann. The mechanism of the thermoemitting arc cathode.
Akademie-Verlag, Berlin, 1987.
14
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ATMOSPHERIC SURFACE-WAVE-SUSTAINED ARGON PLASMA
KINETICS
P. Marinova, M. Pencheva, E. Benova
St. Kliment Ohridski University of Sofia, Sofia, Bulgaria
Argon plasma column sustained by travelling electromagnetic surface wave is
theoretically studied by means of a self-consistent model. This model consists of both
electrodynamics of the wave propagation and kinetics of the electrons and the heavy
particles. Basis of the modelare Boltzmann’s equation, particles balance equations
and Maxwell’s equations. The model is applied to the plasma–dielectric–vacuum
configuration at atmospheric pressure.Because of the high pressure it is necessary to
account for the effect of e lectron and heavy particles interactions on t he wave
propagation. Therefore the electron–neutral collision frequency in the expression for
the plasma permittivity is considered. Using the full expression for the plasma
permittivity in the Maxwell’s equations, a complex dispersion equation is obtained.
Its solutiongives dependences, usually presented through phase and attenuation
diagrams. The wave energy balance equation solved together with the electron energy
balance equation provides a link between electrodynamics and kinetics.The selfconsistent model of plasma sustained by t raveling electromagnetic wave at
atmospheric pressure allows us to study the influence of the discharge conditions on
the plasma properties.
The self-consistent model built up i nthis way gives the dependence of the
electron energy distribution function on the discharge conditions in parallel with the
plasma characteristics such as axial distribution of electrons, ions, excited atoms,
electron mean energy, and wave characteristics. Influence of the wave frequency on
the discharge parameters: plasma density, electron mean energy and electron –
neutral collision frequency can be investigated as well.
ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ МЕХАНИЗМЫ ИНАКТИВАЦИИ
МИКРООРГАНИЗМОВ ЗАРЯЖЕННЫМИ ЧАСТИЦАМИ ПЛАЗМЫ
Акишев Ю.С., Грушин М.Е., Каральник В.Б., Петряков А.В.,
Трушкин Н.И., Ермолаева С.А., Сысолятина Е.В., Юрова М.А.,
Мухачев А.А.
ГНЦ РФ ТРИНИТИ, Россия, 142190, г. Москва, г. Троицк, ул. Пушковых 12
NRNU ‘‘MEPhI’’, Russia, 115409, Moscow, Kashirskoe Shosse 31
N.F.Gamaleya FSBU RIEM, Russia, 123098, Moscow, Gamaleya Str 18
E-mail: [email protected]
Важнейшей проблемой клиники инфекционных болезней и
медицинской микробиологии является неуклонный рост числа заболеваний,
вызываемых
антибиотикоустойчивыми
штаммами
микроорганизмов.
Ситуация усугубляется тем, что наряду с расширением спектра
неэффективных антибиотиков в отношении классически «проблемных»
бактерий, таких как Staphylococcusspp, Pseudomonasspp, Burkholderiaspp,
15
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
возникают
резистентные
штаммы
микроорганизмов,
ранее
не
представлявших терапевтических проблем, примерами которых являются
Legionellaspp, Enterococcussppи др. С другой стороны, способность бактерий
образовывать биопленки, в том числе на раневых поверхностях и изделиях
медицинского назначения, в которых они намного устойчивее к любым
воздействиям, еще более усложняет задачу по деконтаминации.
В такой ситуации необходимы разработка и внедрение в медицинскую
практику современных технологий, основанных и на использовании
газообразной низкотемпературной плазмы (НТП). Важная особенность НТП
состоит в том, что она неравновесна и потому создает большое количество
химически активных агентов (заряженные и возбужденные частицы, свободные
радикалы, электрические поля и УФ-излучение) при практически комнатной
температуре плазмообразующего газа. Интерес биомедицины к НТП
обусловлен ее бактерицидными свойствами. Одновременное воздействие всех
агентов НТП на микроорганизмы увеличивает интегральный бактерицидный
эффект НТП (возможно и за счет синергизма агентов), но при этом сильно
усложняет выяснение физико-химических механизмов взаимодействия агентов
с разными компонентами клетки, а также механизмов синергизма плазменных
агентов. По этой причине указанные механизмы до сих пор практически не
выяснены. Отсутствие механизмов бактерицидного действия НТП не позволяет
сформулировать требования к плазме, необходимой для решения конкретной
биомедицинской проблемы, что сдерживает разработку перспективных
плазменных технологий и их внедрение в медицинскую практику.
В общем случае взаимодействие НТП с биомишенями может быть
многостадийным вплоть до полного разрушения клетки (лизис). В докладе
будет рассмотрена начальная, самая быстрая стадия НТП-инактивации, на
которой не успевает развиться стрессовый ответ бактериальной клетки. При
этом будет учтено, что основными агентами НТП, воздействующими на
биологические мишени, являются ультрафиолетовое излучение (UV),
заряженные частицы и электрические поля, ими созданные (E), а также
радикалы и другие активные нейтральные частицы (R). Длина
поглощения UV намного превышает характерный размер клеток, поэтому оно
воздействует одновременно на все (наружные и внутренние) компоненты
клетки, что указывает на важность геометрического фактора (отношение
площади внешней поверхности клетки к ее объему). R-агенты в отсутствии
других поражающих факторов воздействуют в первую очередь на внешние
структуры клетки. Заряженные частицы НТП могут оказывать прямое
биохимическое действие на клетки, но в определенных условиях более
эффективным может оказаться их электрофизическое воздействие.
В докладе будут представлены результаты исследований для случая,
когда электрофизическое воздействие является определяющим. При этом будут
рассмотрены два предельных случая: 1) электрический заряд откладывается на
клетке очень быстро и внутри клетки возникают сильные электрические поля,
индуцирующие ее пробой, и 2) электрический заряд откладывается очень
16
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
медленно и электрофизический эффект будет определяться изменением сорта
отрицательных ионов вблизи внешней стенки клеточной мембраны. Оба
указанных эффекта способствуют увеличению проницаемости мембраны для Rагентов плазмы, что может привести к возникновению синергизма при
одновременном воздействии на клетку R и E агентами НТП.
На Рис.1. представлены фотографии устройств, использованных в
экспериментах по исследованию электрофизических механизмов инактивации
микроорганизмов заряженными частицами плазмы.
Рис. 1. a) Фото прокачиваемой газоразрядной камеры, в которой
расположены электродная система и чашка Петри с микроорганизмами.
b) Изображение чашки Петри, обрабатываемой НТП; область А на агаре
обрабатывается UV, R, и E агентами, область В обрабатывается UV и R
агентами.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант №14–02–
01067, грант №14–02–31490_мол).
НЕЛОКАЛЬНЫЕ ЯВЛЕНИЯ И ЭФФЕКТЫ В ПЛАЗМЕ АТОМАРНЫХ И
МОЛЕКУЛЯРНЫХ ГАЗОВ
Богданов Е.А., Красильников М.В., Кудрявцев А.А.
Санкт-Петербургский государственный университет, Россия, 198504 ул.
Ульяновская д.3, [email protected]
Для нахождения функции распределения электронов (ФРЭ), при
моделировании газоразрядной плазмы, обычно используется локальное
приближение.Это означает, что при решении кинетического уравнения в нем
отбрасываются члены с пространственными производными и радиальным
полем, а ФРЭ факторизуется в виде произведения
(1)
f 0 ( w, r ) = ne (r ) f 00 ( w, E / p)
В этом приближении распределение электронов по кинетической энергии
w в данной точке пространства r зависит от локальных значений
приведенногопродольного поля E / p и других параметров (температуры газа,
концентрации
возбужденных
частиц
и
т.п.).
Соответственно
и
пространственное распределение констант скоростей процессов возбуждения и
17
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ионизации определяются профилем ne (r ) . Эти процессы определяют основные
оптические и электрокинетические свойства плазмы.
Привлекательность и широкое распространение локального приближения
во многом связаны со значительным упрощением вычислительной процедуры
при решении кинетического уравнения Больцмана, которое в этом случае
зависит лишь только от одной переменной – от энергии (скорости).
В тех случаях, когда в кинетическом уравнении нельзя пренебречь
членами с пространственными градиентами, соответствующую ФРЭ называют
нелокальной (см., например, [1,2]), поскольку она определяется значениями
физических характеристик (в первую очередь, напряженностей полей) не в
данной точке, а в области, определяемой длиной энергетической релаксации
λε >> λ - длины свободного пробега электрона. В функции от полной энергии
ε = w + eϕ (r ) = mV 2 / 2 + eϕ (r )
(2)
(кинетической плюс потенциальной), которая сохраняется на масштабах ~ λε ,
такаянелокальная ФРЭ может как зависеть от радиуса, так и не зависеть. В
любом случае нелокальная ФРЭ не факторизуется в виде произведения типа
(1), для ее нахождения надо знать пространственный профиль потенциала
ϕ (r ) и решать кинетическое уравнение, зависящее уже не только от энергии, но
и от пространственных переменных (подробнее см., например, [1,2]).
Критерии применимости локального приближения обычно получают
стандартным образом из условия малости членов в кинетическом уравнении с
производными по координате по сравнению с членами с производными по
энергии. Это дает оценку R >> λε (см., например, [1,2]), т.е. характерная
диффузионная длина R плазменного объема должна превышать длину
релаксации электронов по энергии λε . Последнюю можно оценить как
(3)
λε = 2Drτ ε
где Dr = V λ / 3 - коэффициент свободной диффузии электронов, а время
энергетической релаксации
(4)
τ ε−1 = δν +ν *
определяется потерями энергии при упругих и неупругих столкновениях
и ν * . При неупругих столкновениях,
(соответствующие частотыν
сопровождаемых
возбуждением уровня с номером k электрон теряет
значительную часть своей энергии, равную порогу возбуждения ε k и
релаксирует на одном столкновении. При упругом (квазиупругом) рассеянии
релаксация по энергии происходит лишь за много столкновений,
соответствующий фактор энергообмена при упругом рассеянии составляет
величину δ = 2m / M < 10−4 , при возбуждении вращательных уровней
δ r = 8B / T << 1 , где B – вращательная постоянная,T – температура газа. Как
время τ ε , так и длина λε зависят от энергии электрона.
При λε > R , как неоднократно продемонстрировано во многих
исследованиях (см., например, [1,2]), использование результатов расчетов ФРЭ
18
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
в локальном приближении физически не обосновано и может приводить к
грубым ошибкам.
В свою очередь, выполнение условия R > λε служит основанием для
широкого использования
локального приближения (1) в практических
расчетах.
Поскольку для всех реальных газов обычно выполняется неравенство
*
ν >> δν , из (3,4) видно, что длины энергетической релаксации в упругой (где
нет неупругих столкновений) и неупругой областях энергий различаются очень
сильно.
Так, в упругой области энергий ε < ε1 ( ε1 - первый порог неупругих
процессов) длина
(5)
λε  Dr / (δν )  λ / δ > 100λ
значительна - более чем на два порядка превышает длину свободного пробега
электрона.
В неупругой области ε > ε1 , определяющей процессы возбуждения и
ионизации,
уже претерпев одно неупругое столкновение электрон за
характерное время ~1/ν * теряет значительную часть своей энергии, так что при
этом он успевает сместиться лишь на сравнительно малое по сравнению с (5)
расстояние
(6)
λε*  Dr /ν *  λλ * < (3 −10)λ
( λ * = 1/ ( Nσ * ) - длина пробега электронов относительно неупругих процессов). В
зависимости от соотношения между сечениями упругих и неупругих процессов
( σ / σ *  10 − 100 ), длина λε* составляет величину порядка нескольких длин
свободного пробега электрона.
Факт сильного различия длин энергетической релаксации в упругой (5) и
неупругой (6) областях энергий является принципиальным в тех случаях, когда
имеется протяженная упругая область энергий, т.е. область энергий, в которой
отсутствуют неупругие столкновения. В первую очередь, к этому случаю
относятся атомарные газы, где энергетический зазор ε1 значителен и близок к
потенциалу ионизации (например, в инертных газах ε1 меняется от 8.3 eV в Xe
до 19.8 eV в Не). Поэтому существует большой диапазон давлений, когда при
выполнении неравенства R > λε* в упругой области энергий сохраняется условие
λε > R . В этом случае, когда к нелокальному «телу» ФРЭ ( ε < ε1 ) пришивается
локальный «хвостик» при ε > ε1 , использовать локальное приближение (1) для
расчета EDF нельзя как упругой ( ε < ε1 ), так и в неупругой ( ε > ε1 ) области
энергий [2]. В [2-4] было установлено, что в атомарных газах локальное
приближение для EDF неприменимо до сравнительно высоких давлений
pR ≤ 10 cmTorr , т.е. практически для всех реально используемых на практике
условий диффузного режима гибели заряженных частиц. При этом оказалось,
что при повышении давления переход к локальному случаю не осуществляется
19
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
плавно от пикированных на оси профилей констант возбуждения в случае
«чистой» нелокальности λε* > R к плоским профилям при выполнении R > λε .
Исследования [2-4] показали, что специфическим проявлением нелокальных
свойств EDF в атомарных газах при повышении давления газа является
смещение максимума скорости возбуждения от центра к периферии разрядного
объема. Поскольку свой уход на стенки электроны «чувствуют» с расстояний
~ λε от границ плазменного объема, то даже при высоких давлениях (вплоть до
pR<100 cmTorr) вблизи стенок могут наблюдаться аномальные распределения
профилей возбуждения в виде пристеночного пика-сателлита [2,3].
В отличие от атомарных, в молекулярных газах порог неупругих процессов
ε1 настолько мал, что на практике можно считать, что при всех энергиях
релаксация электронов определяется неупругими процессами возбуждения
всевозможных колебательных и электронных состояний молекул. Причиной
этого является не только более низкое расположение электронных термов
молекул, но, главным образом, переходы за счет неупругих столкновений
электронов со всевозможными колебательными уровнями молекул.
Действительно, даже для наиболее эффективного непрямого (через образование
нестабильного отрицательного иона) механизма колебательного возбуждения,
величина эффективного порога ε1v , хотя и превышает энергию колебательного
кванта ε v , составляет величину лишь от одного до двух электрон-вольт
(например, в азоте ε v ≈ 0.3 eV , ε1v ≈ 1.7 eV ). При этом суммарные сечения
колебательного возбуждения велики и всего лишь в несколько раз меньше
сечений упругого рассеяния [2]. Поэтому в области энергий колебательного
возбуждения длина (6) по порядку величины соответствует длине свободного
пробега электронов, так что критерием применимости локального приближения
здесь будет являться условие R > λε* ≈ λ . Другими словами, в молекулярных
газах из условия применимости диффузионного приближения R > λ следует,
что для нахождения ФРЭ можно использовать локальное приближение.
Перечисленные обстоятельства привели к формированию в литературе
достаточно устойчивой точке зрения о том, что начиная уже с достаточно
низких давлений (как только R > λε* ≈ λ ), ФРЭ (и константы соответствующих
скоростей процессов возбуждения и ионизации) в молекулярных газах можно
рассчитывать в локальном приближении (1).
Тем не менее, выполненные полномасштабные симуляции положительного
столба тлеющего разряда в молекулярных газах ( O2 , N 2 ) в широком диапазоне
давлений [4] показали, что это не так. На периферии разряда, где амбиполярное
поле превышает продольное, даже при выполнении условия R >> λε * профили
констант возбуждения различных колебательных и электронных состояний
определяются не только величиной продольного, но также и амбиполярного
поля и могут возрастать от центра к периферии. Пространственные
распределения скоростей возбуждения шире профилей концентрации
электронов и могут иметь немонотонные зависимости с максимумом не в
20
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
центре трубки, где концентрация электронов максимальна, а на ее периферии.
Причем чем выше уровень (чем больше энергетический зазор, который
необходимо преодолеть электрону для совершения неупругого процесса), тем
больше влияние поперечной диффузии и радиального поля, т.е. нелокальные
эффекты в формировании EDF проявляются все более отчетливо.
.
ЛИТЕРАТУРА
1. Tsendin L.D. Plasma Sourse Sci.Technol. 4 (1995) 200.
2. А.А. Кудрявцев, А.С. Смирнов, Л.Д. Цендин. Физика тлеющего
разряда. Лань, СПб., 2010.
3. L. D. Tsendin, E. A.Bogdanov, A . A. Ku dryavtsev. Phys. Rev. Lett.94
(2005) 015001.
4. БогдановЕ.А., КудрявцевА.А. ЖТФ. 79 (2009) 48.
ДИФФУЗНЫЕ РАЗРЯДЫ В ГАЗАХ ПОВЫШЕННОГО ДАВЛЕНИЯ,
ФОРМИРУЕМЫЕ ЗА СЧЕТ УБЕГАЮЩИХ ЭЛЕКТРОНОВ, И ИХ
ПРИМЕНЕНИЕ
Тарасенко В.Ф.
Институт сильноточной электроники СО РАН,
пр. Академический, 2/3,Томск, 634055, Россия. E-mail: [email protected]
Исследования атмосферных и лабораторных разрядов проводятся с
давних времен. К настоящему времени в этой области физики накоплены
обширные знания. Описание различных типов и режимов импульсных и
стационарных разрядов можно найти в многочисленных статьях, обзорах и
монографиях, см. например, [1]. Однако исследования в этой области
продолжаются и в настоящее время, что обусловлено широким применением
лабораторных разрядов и сложностью физических процессов, происходящих в
промежутке и на электродах. В последние годы значительное внимание стало
уделяться диффузным разрядам повышенного давления в неоднородном
электрическом поле, в формировании которых существенную роль играют
убегающие электроны (УЭ) и рентгеновское излучение (РИ), см. [2-5] и ссылки
в этих работах. Однако во многих режимах разрядов при повышенных
давлениях роль УЭ и РИ ранее не учитывалась [1]. Это связано со сложностью
измерений параметров пучков УЭ и их малой длительностью [6,7].
В данном докладе приведены результаты исследований объемных
(диффузных) разрядов, инициируемых пучком электронов лавин (ОРИПЭЛ), и
их применений.
При проведении исследований при напряжениях на промежутке в сотни
киловольт и частотах следования импульсов до 1 Гц использовались
генераторы типа SLEP и RADAN. Фронт импульса напряжения мог изменяться
от 0.1 до 1 нс, а его длительность на согласованной нагрузке от 0.1 до 4 нс.
21
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Данные генераторы формировали импульсы напряжения как отрицательной,
так и положительной полярности.
В импульсно-периодическом режиме использовались генератор FPG-10 с
положительной полярностью импульса напряжения, а также генераторы FPG60 и NPG-15/2000N с отрицательной полярностью. Длительности импульса
напряжения и его фронта составляли, соответственно, 1 и 0.2 нс (FPG-10), 5 и
2.5 нс (FPG-10), 6 и 3 нс (NPG-15/2000N). При амплитуде импульса напряжения
в десятки киловольт частота следования импульсов достигала единицы кГц.
Разрядный промежуток был образован потенциальным электродом с
малым радиусом кривизны и плоским электродом, который был заземлен.
Длина промежутка могла изменяться от единиц миллиметров до 7 см.
Разрядная камера заполнялась различными газами (азот, воздух, аргон, гелий,
неон, криптон, ксенон, водород, SF6, CH4) и их смесями. В ряде экспериментов
исследуемый газ прокачивался через разрядный промежуток. Импульсы
напряжения регистрировались с помощью емкостных и омических делителей,
импульсы тока через промежуток с помощью шунтов на чип-резисторах и
полосковых линиях. За анодом из тонкой фольги измерялся пучок УЭ
(сверхкороткий лавинный электронный пучок – СЛЭП [2]), а также РИ.
Свечение разряда из промежутка фотографировалось четырехканальной CCD
камерой HSFC-PRO и фотоаппаратом SONYA100, а также регистрировалось
скоростным фотодиодом PD025. Интегральные спектры излучения снимались
спектрографом EPP-2000C (Stellar-NetInc.). Электрические импульсы
регистрировались скоростными осциллографами, в том числе DSA 72504D (25
GHz, 100 GS×s–1).
Проведенные исследования показали, что в зависимости от амплитуды
импульса напряжения, его длительности и фронта, сорта и давления газа,
межэлектродного зазора и конструкции электрода с малым радиусом кривизны
в широком диапазоне экспериментальных условий формируется ОРИПЭЛ.
Было установлено, что ОРИПЭЛ формируется как при положительной
полярности электрода с малым радиусом кривизны, так и при отрицательной.
Начальной стадией ОРИПЭЛ является диффузный коронный разряд, а после
спада напряжения на промежутке ОРИПЭЛ переходит в аномальный тлеющий
разряд. На рис. 1 показаны фотографии ОРИПЭЛ в азоте, воздухе и аргоне при
различных давлениях.
Удельный энерговклад в различных газах при использовании генераторов
SLEP и RADAN составляет сотни МВт/см3, а концентрация электронов в гелии
∼1016 и в азоте ∼1014 см-3 [8]. При увеличении амплитуды импульса напряжения
и его длительности, а также давления газа, или(и) уменьшении
межэлектродного зазора наблюдается контрагирование ОРИПЭЛ.
Формирование диффузного разряда при повышенных давлениях
различных газов и отрицательной полярности электрода с малым радиусом
кривизны обусловлено генерацией УЭ у катода и в промежутке. В этих
условиях также легко зарегистрировать РИ из промежутка и анода.
22
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 1. Фотографии разряда между трубчатым (а,б,в) и игольчатым (г)
катодам в азоте (а,б,г) и аргоне (в). (а) - межэлектродный зазор d = 13 мм,
давление p = 2 атм. (б) - d = 16 мм, p = 1 атм. (в) - d = 13 мм, p = 0.5 атм. (г) - d
= 20.5 мм, p = 30 Торр, частота импульсов 1 кГц, прокачка азота со скоростью
4 м/с.
На рис. 2 показаны характерные осциллограммы импульсов напряжения
на промежутке, тока через промежуток, который на его фронте состоит из
емкостного тока «холодного» диода, динамического емкостного тока и тока
проводимости, а также тока СЛЭП, измеренного за анодом из Al фольги
коллектором.
СЛЭП за анодом из фольги регистрируется на фронте импульса тока
через промежуток при напряжении на промежутке близко к максимальному.
При положительной полярности электрода с малым радиусом кривизны в
предыонизации разрядного промежутка, как мы предполагаем, существенную
роль играет характеристическое излучение из газа за счет быстрых электронов
[9]. Быстрые электроны вначале возникают в усиленном электрическом поле у
анода с малым радиусом кривизны, а при движении волны ионизации от анода
к катоду в усиленном поле у фронта волны ионизации.
Для формирования ОРИПЭЛ при повышенных частотах необходимо
использовать наносекундные генераторы со сравнительно малыми энергиями в
импульсе или прокачивать рабочий газ через промежуток. На рис. 1в показана
фотография ОРИПЭЛ при частоте следования импульсов 1 кГц.
Межэлектродный зазор равнялся 20.5 мм, длина светящейся области 35 см. На
катод из иголок подавались импульсы отрицательной полярности.
ОРИПЭЛ в различных режимах был использован для модификации и
очистки от углерода поверхностей различных металлов (меди [10], AlBe фольги
и стали). Измерение электрофизических параметров эпитаксиальных пленок
КРТ после воздействия ОРИПЭЛ показало, что в приповерхностном слое
эпитаксиальных пленок образуется слой, проявляющий n-тип проводимости
[11]. ОРИПЭЛ был использован для создания лазеров на атомарных и
молекулярных переходах, в том числе была получены КПД близкие к
предельным [12]. Данный тип разряда также был применен для получения
мощного ВУФ и УФ излучения в эксилампах [13].
23
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 2. Осциллограммы импульсов напряжения на промежутке, тока через
промежуток и СЛЭП в SF6. Генератор RADAN-220, d = 13 мм, p = 2 атм.
Автор доклада выражает глубокую благодарность сотрудникам
лаборатории оптических излучений М.И. Ломаеву, Е.Х Бакшту, Д.В. Рыбке,
И.Д. Костыре, А.Г. Бураченко, М.А. Шулепову, Д.А. Сорокину, Д.В.
Белоплотову вместе с которыми были получены результаты, представленные в
данной работе.
Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ №12-08-00105-a.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Ю.П. Райзер. Физика газового разряда. Издательский Дом
«Интеллект», Долгопрудный, 2009.
2.
V.F. Tarasenko, E.Kh. Baksht, A.G. Burachenko, I.D. Kostyrya, M.I.
Lomaev, D.V. Rybka.PlasmaDevisesandOperation. 16 (2008) 267.
3.
E.H. Baksht, A.G. Burachenko, I.D. Kostyrya, M.I. Lomaev, D.V.
Rybka, M.A. Shulepov, V.F. Tarasenko. J. Phys. D: Appl. Phys.42 (2009) 185201.
4.
D. Levko, Ya.E. Krasik, V.F. Tarasenko. Internat. Rev. Physics. 6 (2012)
165.
5.
T. Shao, V.F. Tarasenko, C. Zhang, E.Kh. Baksht, D. Z hang, M.V.
Erofeev, C. Ren, Yu.V. Shut’ko, P. Yan. J. of Appl. Phys. 113(2013) 093301.
24
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
6.
В.Ф. Тарасенко. Физика плазмы.37 (2011) 444.
7.
V.F. Tarasenko, D.V. Rybka, A.G. Burachenko, M.I. Lomaev, E.V.
BalzovskyRev. Sci. Instrum. 83 (2012) 086106.
8.
В.Ф. Тарасенко, Е.Х. Бакшт, М.И. Ломаев, Д.В. Рыбка, Д.А.
Сорокин. ЖТФ. 83, 8 (2013) 29.
9.
А.В. Козырев, В.Ф. Тарасенко, Е.Х. Бакшт, Ю.В. Шутько Письма в
ЖТФ. 37, 22 (2011) 26.
10. М.А. Шулепов, В.Ф. Тарасенко, И.М. Гончаренко, Н.Н. Коваль,
И.Д. Костыря. Письма в ЖТФ. 34, 7 (2008) 51.
11. А.В. Войцеховский, Д.В. Григорьев, А.Г. Коротаев, А.П. Коханенко,
А.С. Петерс, В.Ф. Тарасенко, М.А. Шулепов. Успехи прикладной физики. 1
(2013) 333.
12. П.О. Вильтовский, М.И. Ломаев, А.Н. Панченко, Н.А. Панченко,
Д.В. Рыбка, В.Ф. Тарасенко. Квантовая электроника. 43 (2013) 605.
13. С.В. Автаева, О.С. Жданова, А.А. Пикулев, Э.А. Соснин, В.Ф.
Тарасенко. Новые направления в научных исследованиях и применении
эксиламп. STT, Томск, 2013.
ГЕНЕРАЦИЯ КЛАСТЕРНЫХ ПУЧКОВ В ПЛАЗМЕ ДЛЯ
НАНОТЕХНОЛОГИИ
Б.М.Смирнов
Объединенный Институт Высоких Температур, Ижорская 13/19, Москва
125412 [email protected]
Введение.
Пучки металлических кластеров используются для создания
специфических материалов путем напыления кластеров на поверхность.
Приведем два примера такого рода. С давних времен покрытые серебром
сосуды используются для обеззараживания воды. Исследования последних лет
[1] показали механизм действия серебра в конкретных случаях – микроб
обволакивает неоднородность серебряной поверхности, прилипая к ней.
Активные концы микробов, построенные на основе NO2 , вступают в
химическую реакцию, что приводит к их разрушению. При этом оптимальный
размер неоднородностей находится в пределах 1 -10 нм, что соответствует
типичному размеру кластеров в кластерных пучках.
Другой пример относится к использованию кластеров золота в качестве
катализатора. Кластеры золота, состоящие из 10-20 атомов, которые
прикрепляются к поверхности ряда окислов, являются катализатором при
окислении CO до CO2 в атмосферном воздухе [2,3] . Этот процесс происходит
при комнатной температуре (см. рис.1), так что данный катализатор может быть
использован в разных приложениях, включая автомобильные фильтры.
Стабилизация молекулы CO при прилипании к кластеру золота определяется
процессом зарядки кластера с переходом электрона с подложки [4,5], что и
определяет низкую температуру процесса.
25
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.1. Вероятность окисления CO до CO2 при прохождении потока
воздуха с молекулами CO через катализатор, содержащий кластеры золота.
Наноматериалы рассматриваемого типа могут быть приготовлены путем
напыления кластерного пучка на поверхность. Имеются разные методы
генерации кластерных пучков [6], наиболее распространенными среди которых
являются расширение пучка газа или пара после прохождения через сопло [7], а
также лазерный метод [8], используемый при генерации кластерных пучков
тугоплавких металлов для исследовательских целей.
На самом деле,
оптимальный метод генерации кластеров зависит от задачи, для которой
используется кластерный пучок. В частности, для приготовления
металлических пленок, содержащих не более нескольких атомных слоев,
используется магнетронный разряд (например, [9]), что удобно также в силу
промышленного производства магнетронных источников кластерных пучков.
Ниже будет представлен экономный генератор металлических кластеров, где
кластеры образуются при нуклеации металлического пара, возникающего в
результате действия свч-разряда на металлическую частицу, размер которой
составляет доли мм. Этот метод следует из эксперимента [10], в котором
наблюдался процесс образования кластеров алюминия. Однако, важным
элементом генератора кластерного пучка является согласование его элементов,
поскольку оптимальные выходные параметры реализуются только в
определенной области параметров генератора. Это согласование выполнено для
рассмотренного ниже генератора металлических кластеров [11].
Экономный генератор пучков металлических кластеров.
На
рис.2
представлена
схема
рассматриваемого
генератора
металлических кластеров. Металлическая частица размера в сотни микрон
повисает во встречном потоке аргона и испаряется под действием свч-разряда.
При этом вес частицы уравновешивается силой трения частицы в движущемся
газе. По мере испарения частицы это равновесие смещается вверх в
конусообразной камере, где скорость потока ниже. В результате металлическая
26
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
частица находится в поле действия свч-разряда, пока ее масса не уменьшится
на два порядка величины. При этом электрический ток разряда проходит через
металлическую частицу и нагревает ее, поскольку проводимость частицы
относительно велика. Испарение частицы приводит к образованию свободных
атомов металла, и уже недалеко от поверхности частицы давление атомного
пара металла становится меньше давления насыщенного пара, и избыток
атомов превращается в кластеры.
В процессе роста кластеров металла изменяются режимы роста кластеров
из пара или газа, а характер эволюции кластеров зависит от других процессов с
участием кластеров[12 – 14]. В частности, на рис.3 приводится энергетический
баланс частицы, нагретой в результате протекания через нее электрического
тока свч-разряда. Как видно, характерные мощности свч-разряда для генерации
металлических кластеров значительно меньше используемой в свч-чайниках, а
полная интенсивность выходного кластерного пучка при использовании в
каждый момент времени только одной частицы сравнима с интенсивностью
кластерного пучка для магнетронного источника кластеров.
Рис.2. Генератор металлических
Рис.3. Каналы баланса энергии
кластеров
при
возбуждении для нагретой частицы серебра радиуса
микронной металлической частицы в 100 мкм.
свч-разряде. 1 – поток аргона, 2 –
разрядная камера, 3 – область
нахождения металлической частицы, 4
– ввод частиц, 5 – дополнительный
поток аргона, 6 – область роста
кластеров, 7 – выходной кластерный
пучок.
Литература
46.
1. K.Nomiya, A.Yoshizawa, K.Tsukagoshietal. J. Inorg. Biochem. 98 (2004)
2. M. Haruta. Catal. Today36 (1987) 153.
27
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
3. G.C. Bond, C. Louis, D.T. Thompson. Catalysis by Gold. World Scientific,
Singapore, 2006.
4. R.S.Berry, B.M.Smirnov. EPL97 (2012) 63003.
5. R.S.Berry, B.M.Smirnov. Phys.Rep. 527(2013) 205.
6. B.M.Smirnov. Phys.Uspekhi46 (2003) 589.
7. W.Z.Henkes. Naturforsch.A16 (1961) 842.
8. R.E.Smalley. Laser Chem. 2(1983) 167.
9. P.V.Kashtanov, B.M.Smirnov, R.Hippler. Phys.Usp. 50 (2007) 455.
10. B.M.Smirnov. EPL97 (2012) 33001.
11. A.Klimov, V.Bityurin, A.Grigorenko et al. AIAA Pap. 8 (2011) 3285.
12. B.M.Smirnov. Cluster and Small Particles in Gases and Plasmas. Springer
NY, New York, 1999.
13. B.M.Smirnov. Cluster Processes in Gases and Plasmas. Wiley, Berlin,
2010.
14. B.M.Smirnov. Nanoclusters and Microparticles in Gases and Vapors.
DeGryueter, Berlin, 2012.
НАРАБОТКА ХИМИЧЕСКИ АКТИВНЫХ ЧАСТИЦ В ХОЛОДНЫХ
ПЛАЗМЕННЫХ СТРУЯХ
Найдис Г.В.
Объединенный институт высоких температур РАН, Москва, 125412.
[email protected]
В последнее время активно изучается перспективный метод создания
холодной (сильно неравновесной) плазмы атмосферного давления с помощью
газоразрядных устройств, генерирующих плазменные струи. В этих
устройствах плазмообразующий (инертный) газ прокачивается через области
импульсно-периодических барьерных или коронных разрядов внутри тонких
диэлектрических трубок, что приводит к формированию плазменной струи,
выпускаемой в окружающую атмосферу. Сочетание низкой температуры газа
(близкой к комнатной) и высоких концентраций химически активных частиц в
плазменной струе обусловливает эффективность ее использования в
биомедицинских приложениях [1-4].
В типичных режимах работы генераторов плазменных струй, при
частотах повторения импульсов приложенного напряжения в килогерцовом
диапазоне, наблюдается формирование в области разряда и быстрое движение
вдоль струи плазменных сгустков – “плазменных пуль”. Подробные
экспериментальные и теоретические исследования установили природу этих
сгустков, представляющих собой волны ионизации – стримеры [5,6]. Благодаря
наличию области сильного электрического поля во фронте волны (в головке
стримера), образование химически активных частиц в реакциях ионизации,
диссоциации и возбуждения молекул газа электронным ударом происходит не
только в области разряда внутри трубки, но и вдоль всей струи. Таким образом,
28
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
короткоживущие активные частицы генерируются в непосредственной
близости к обрабатываемому объекту.
Для приложений большое значение имеет информация о химическом
составе плазмы струи. К настоящему времени экспериментальные данные
получены лишь для немногих из сортов частиц [7]. В этой связи важную роль
играют результаты, полученные методом численного моделирования. В данной
работе представлены расчетные данные по составу плазмы для типичных
режимов работы генераторов плазменных струй.
Расчет распространения стримера вдоль струи основан на совместном
решении двумерных (осесимметричных) нестационарных уравнений баланса
для компонентов плазмы и уравнения Пуассона для электрического поля, с
учетом неоднородности состава газовой смеси, как вдоль, так и поперек струи,
обусловленной смешением плазмообразующего газа (гелия с добавками
воздуха) с окружающим воздухом. Пространственные распределения мольных
долей гелия и воздуха в струе определяются путем решения системы уравнений
газодинамики (непрерывности, импульса и диффузии) [8].
На рисунке 1 приведена скорость стримера как функция аксиальной
координаты z при разных значениях приложенного напряжения U и мольной
доли воздуха X0 air в плазмоообразующем газе. Расчет проведен для струи,
истекающей из трубки с внутренним радиусом (радиусом струи) Rjet =0.15 см со
средней скоростью 6 м/c, конец трубки отвечает значению z = 0.5 см. Видно,
что длина струи растет с ростом U и уменьшается с ростом X0 air.
Рис. 1. Скорость стримера вдоль струи
Рис.
2.
Радиальные
профили
концентрации атомов кислорода в
разных сечениях струи
Рисунок 2 демонстрирует радиальные профили, в разных сечениях z,
концентрации атомов кислорода nO наработанных при прохождении
единичного стримера при U = 6 kV и X0 air = 0.01. Профили имеют
немонотонный характер. Тем не менее, радиальная неоднородность как атомов
29
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
кислорода, так и других первичных активных частиц, нарабатываемых
электронным ударом, не очень значительна, что позволяет использовать, при
анализе вторичных химических реакций, значения концентраций (зависящие от
z), усредненные по радиусу.
Для расчета концентраций активных частиц, нарабатываемых
последовательностью
стримеров,
используется
подход
аналогичный
описанному в [8]. Принимается, что газ движется вдоль струи со средней по
радиусу скоростью потока Vflow, так что аксиальное положение z данной порции
газа в момент времени t дается выражением z = Vflowt. Каждый новый стример
добавляет к этой порции газа определенное количество первичных активных
частиц: электронов, ионов, нейтральных частиц N, O, N(2D), O(1D), О2(a1Δ),
О2(b1Σ), зависящее от z и, следовательно, от времени t = z/Vflow. Решение
системы нестационарных кинетических уравнений для радиально усредненных
концентраций частиц Nj позволяет рассчитать состав газа вдоль струи.
Кинетическая схема включает около 40 сортов нейтральных и заряженных
2
частиц. Радиально усредненные концентрации S j ( z ) = 2∫ n j ( z, r )rdr / R jet первичных
активных частиц, нарабатываемых отдельными стримерами, задаются в
качестве источниковых членов в соответствующих кинетических уравнениях:
значения Sj(zk), где zk=Vflowtk, добавляются к значениям радиально усредненных
концентраций Nj в моменты времени tk = k/f, k=1,2,…, с частотой f повторения
стримеров.
Рис. 3. Радиально усредненные концентрации компонентов плазмы
вдоль струи
На рисунке 3 показаны концентрации Nj различных компонентов плазмы
вдоль струи, при U = 6 kV и X0 air = 0.01, для частоты повторения 10 кГц (доля
молекул воды в воздухе принята равной 0.02). Длина струи в этом случае
составляет 3.5 см (см. рисунок 1). Приведенная на рисунке область z, до 5 см,
включает и зону релаксации, при z> 3.5 см, где наработка активных частиц
стримерами отсутствует.
30
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Набор доминирующих активных частиц включает: атомарный кислород
(нарабатываемый при диссоциации молекул O2 как электронным ударом, так и
в столкновениях с электронно-возбужденными молекулами N2), озон
(образующийся в реакции O + O2 + He→O3 + He), гидроксил (получающийся
главным образом в процессе O(1D) + H2O→OH + OH), окись азота
(генерируемая в основном в реакции N(2D) + O2→NO + O) и метастабильный
молекулярный кислород О2(a1Δ). В зоне релаксации происходит быстрый спад
концентраций O, OH, HO2, N и H, тогда как концентрации остальных
компонентов изменяются вдоль оси струи довольно слабо.
Полученная оценка концентрации OH, 1012-1013cм-3, согласуется по
порядку величины с данными измерений [9-11]. Оценка концентрации атомов
O, порядка 1014cм-3, отвечает результатам эксперимента [10].
Результаты расчетов показали, что концентрации активных частиц
растут с ростом амплитуды и частоты импульсов приложенного напряжения (в
согласии с экспериментальными данными [11] для OH). Рост мольной доли
воздуха X0 air в плазмообразующем газе приводит к росту наработки NOandO3, к
ускорению спада концентрации O в релаксационной зоне, и не влияет на
концентрацию OH. С уменьшением влажности воздуха происходит убывание
концентрации OH и небольшой рост концентраций OandO3, тогда как наработка
NO остается на том же уровне.
ЛИТЕРАТУРА
[1] M. Laroussi, Plasma Process. Polym. 2 (2005)391
[2] G. Fridman, G. Friedman, A. Gu tsol, A.B. Shekhter, V.N. Vasilets, A.
Fridman, Plasma Process. Polym.5(2008) 503
[3] M. Kong, G. K roesen, G. Morfill, T. Nosenko, T. Shimizu, J. Dijk, J.
Zimmermann, New J. Phys.11(2009) 115012
[4] G.Y. Park, S.J. Park, M.Y. Choi, I.G. Koo, J.H. Byun, J.W. Hong, J.Y.
Sim, G.J. Collins, J.K. Lee, Plasma Sources Sci. Technol.21 (2012) 043001
[5] X. Lu, M. Laroussi, V. P uech, Plasma Sources Sci. Technol.21 (2012)
034005
[6] X. Lu, G.V. Naidis, M. Laroussi, K. Ostrikov, Phys. Reports, DOI
10.1016/j.physrep.2014.02.006
[7] X. Lu, S. Wu, IEEE Trans. Plasma Sci. 41(2013) 2313
[8] G.V. Naidis, Plasma Sources Sci. Technol.22 (2013) 035015
[9] S. Yonemori, Y. Nakagawa, R. Ono, T. Oda,J. Phys. D: Appl. Phys.45
(2012) 225202
[10] S. Yonemori, R. Ono,J. Phys. D: Appl. Phys.47(2014) 125401
[11] X. P ei, S. Wu, Y. Xi an, X. L u, Y. Pan, IEEE Trans. PlasmaSci., DOI
10.1109/TPS.2014.2306921
31
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ВОЛНЫ, НЕУСТОЙЧИВОСТИ И НЕРАВНОВЕСНЫЕ СТРУКТУРЫ В
ПЛОТНОЙ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЕ
Синкевич О.А.
Национальный исследовательский университет МЭИ,
Россия, 111250. Москва,Красноказарменная 14
[email protected]
Аннотация
Дается обзор одной из фундаментальных проблем физики
низкотемпературной плазмы – волнам, неустойчивостям и неравновесным
структурам в плотной плазме. Неустойчивости возникают во множестве
природных явлений. Они влияют на существование неравновесных систем и
обеспечивают переход их из одного состояния в другое. Обеспечение
устойчивости процесса – центральная проблема для многих технологий,
использующих низкотемпературную плазму в качестве рабочего тела. Целью
обзора является выделение основных механизмов, приводящих к
неустойчивостям, и представление критериев их возникновения в прозрачном
физическом виде. Обсуждается метод, позволяющий рассмотреть с единой
точки зрения современное состояние проблемы неустойчивостей и
распространения волн с заданным значением волнового числа в плотной
низкотемпературной плазме газов и паров металлов. Детально рассмотрены
акустическая,
перегревная,
токово–конвективная,
ионизационная
и
иоизационно–полевая неустойчивости. Исследования проводятся в рамках
моделей сплошных сред как для плотной плазмы, где температуры электронов
и тяжелых частиц (атомов и ионов) практически не отличаются (Ta≈ Te), так и
для плазмы, в которой температура электронов отличается от температуры
тяжелых частиц (Ta≠ Te). Основное внимание уделяется воздействиям,
вызванным силой Ампера, джоулевым тепловыделением и процессами,
связанными с изменением состава плазмы (рождением и гибелью частиц) и
обменом энергией между компонентами плазмы в отсутствие температурного
равновесия.
ВВЕДЕНИЕ.
Во всех средах неустойчивости проявляются во множестве природных и
лабораторных явлениях и представляют собой универсальный механизм,
который обеспечивает существование неравновесных систем и переход их из
одного состояния в другое. Обеспечение устойчивости процесса является
центральной
проблемой
для
многих
технологий,
использующих
низкотемпературную плазму в качестве рабочего тела. Специфика плазмы
газов и паров металлов проявляется при внешних воздействиях на неё и, в
первую очередь, электрических и магнитных полей, при этом и сама газовая
плазма в большинстве случаев создается внешними электрическими полями.
В рамках единого формализма проводится анализ основных физических
механизмов, приводящих к особенностям распространения волн и развитию
неустойчивостей
в плотной низкотемпературной плазме газов и паров
32
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
металлов. Обсуждаются особенности анализа условий возникновения
неустойчивостей и распространения волн малых возмущений для однородного
и не однородного стационарного фона: образование акустических резонаторов,
возникновение конвективных течений в токово–конвективной неустойчивости.
1. ВЛИЯНИЕ ВНЕШНИХ СИЛ И ИСТОЧНИКОВ ТЕПЛОВЫДЕЛЕНИЯ
НА ДИНАМИКУ МАЛЫХ ВОЗМУЩЕНИЙ.
В рамках моделей сплошных средпроводится исследование устойчивости
исходного стационарного состояния, когда для малых возмущений задача
сводятся к построению решений линейной системы уравнений, получению
соответствующих характеристических или дисперсионных уравнений и поиску
их корней.
При анализе различных задач используется единый подход. Его суть
заключается в том, чтобы, используя уравнения Максвелла и закон Ома и
выражая возмущения электрического поля и электрического тока через
возмущения газодинамических величин (плотности, температуры, скорости
потока),
ввести
обобщенные
коэффициенты
вязкости
и
температуропроводности и представить дисперсионное уравнение для малых
возмущений в виде характерном для газовой динамики. Основное внимание
уделено акустической, перегревной, токово
―конвективной, ионизационной и
иоизационно―полевойнеустойчивости.
2. НЕРАВНОВЕСНЫЕ СТРУКТУРЫ.
Обсуждаются неоднородные стационарные или квазистационарные
структуры, возникающие при развитии перегревной, токово―конвективн ойи
ионизационнойнеустойчивостей,
развивающихся
на
первоначально
однородноми фоне.Перегревная неустойчивость, развивающаяся в однородной
плазме, на нелинейной стадии своего развития приводит к тепловой контракций
– возникновению токового шнура (слоя), в котором и сосредоточено основное
тепловыделение, приведенного на рис. 1.
Рис. 1 Токовый шнур в потоке газа (a) и его ВАХ (b) : 1 ― χ = 10-3 м2 /с ,
θW - θ∞ =104 Вт/м, 2 ― χ = 10-3 м2 /с, θW - θ∞ =8 103 Вт/м, 3 ― χ = 5 10-3 м2 /с, θW
- θ∞ =8 104 Вт/м.
На рис. 2a,b изображены правовинтовые и левовинтовые структуры,
которые могут возникать при развитии токово―конвективнойнеустойчивости
и образованию винтовой формы электрической дуги в цилиндрическом
33
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
канале.На рис. 2c,d изображены винтовые формы электрической дуги в
цилиндрическом канале (полученные в работах Э.И. Асиновского и Е.П.
Пахомова с сотрудниками).
Рис. 2 Винтовые формы электрической дуги в цилиндрическом канале.
Бифуркации стационарного фона в зависимости от параметра Холла,
приводящие к ионизационной неустойчивости представлены на рис. 3.
Рис. 3. Зависимости обратной температуры электронов I/kBTeот греющего
тока для различных значений и параметра Холла (индукции магнитного поля).
На рис. 4 изображены возмущения концентрации электронов δn= (ne(x,y) n0)/n0 , а на 5 ― линии электрического тока j(x,y), развивающиеся вследствие
ионизационной неустойчивости в канале с непроводящими стенками
(суммарный ток <j(x,y)> течет вдоль канала, в направлении оси y). На рисунках
4a, 5a показана структура соответствующих возмущений, полученных при
решении линейной задачи, 4b, 5b ― решения нелинейной задачи, построенной
с использованием разложения в ряд по малому параметру надкритичностиδ =
(Ω – Ωcr )/ Ωcr< 1. На 4 номера 1,2,3,4, -1,-2,-3,-4 соответствуют линиям уровня
концентрации возмущений плотности электронов :0 < δn(1) < δn(2) < δn(3) <
δn(4); 0 > δn(-1) > δn(-2) > δn(-3) >δn(-4).
Рис. 4Возмущения концентрации электронов.
34
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 5. Линии электрического тока.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Обсуждается современное состояние проблемы распространения и
проводится обзор работ, связанных с изучением волн, развитием
неустойчивостей и образованием неоднородных структур в плотных
низкотемпературных плазмах: термически равновесной (Ta≈ Te) и в плазме, где
температура электронов отличается от температуры тяжелых частиц (Ta≠
Te).Демонстрируется метод, позволяющий рассмотреть с единой точки зрения
задачи распространения волн и возникновения неустойчивостей в плотной
низкотемпературной плазме газов и паровметаллов, позволяющий выделить
основные механизмы неустойчивостей и представить критерии их
возникновения в наглядном физическом виде. Детально рассмотрены
акустическая,
перегревная,
токово–конвективная,
ионизационная
и
иоизационно–полевая неустойчивости.
ЛИТЕРАТУРА
1.
В.И. Артемов, Ю.С. Левитан, О.А. Синкевич. Неустойчивости и
турбулентность в низкотемпературной плазме. Москва, Издательство
Московского энергетического института. 1994.
2.
А.В. Недоспасов, В.Д. Хаит. Колебания и неустойчивости
низкотемпературной плазмы. Москва, Издательство «Наука», 1979.
3.
И.М. Руткевич, О.А. Синкевич. Волны и неустойчивости в
низкотемпературной плазме. Итоги Науки и Техники, Серия «Механика
жидкости и газа», Москва, Изд. ВИНИТИ,1981.
4.
O.A. Sinkevich. Somenew physical aspect soft hestron gelectric current
commutation. 1992, Brno, Czechoslavakia, Sbornik Vysokeho Uceni echnickehov
Brne, No 2-4.
5.
Д.А. Гайсин, А.Д. Лебедев, В.М. Лелевкин, С.В. Кухтецкий,
В.Ф. Семенов, В.С. Слобадянюк,О.А. Синкевич, Б.А. Урюков, В.С. Энгельшт.
Низкотемпературная плазма. Под ред. М.Ф.Жукова и Б.А. Урюкова. Том 7.
«Сильноточный дуговой разряд в магнитном поле». Новосибирск, Изд. Наука,
1992.
35
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
WAVES, INSTABILITIES, ANDNON–EQUILIBRIUM STRUCTURE
SINADENSE LOW–FREQUENCYPLASMA
O. A. Sinkevich
National Research University (Moscow Power Engineering Institute),
Krasnokazarmennaya 14, Moscow, 111250 Russia
[email protected]
Abstract
The review is devoted to one of the fundamental problems of plasma physics,
namely, waves, instabilities, andnon–equilibrium structures in dense low–temperature
plasmas.Instabilities affect the existence of non–equilibrium systems and cause a
transition from one state toanother. Ensuring stability of a process is the central
problem in many technologies in which low–temperature plasmas are used as an
working medium. The review is aimed at revealing the key mechanisms which leadto
instabilities and at presenting the instability criteria in a clear physical form. A
method that allows considering from a unified standpoint the modern state of t he
problems of instabilities and propagation of waves with a specified wave numberin a
dense low–temperature plasma of ga ses and metal vapors is discussed. Acoustic,
temperature (overheating), current–convective, ionization, and WM fieldionization
instabilities are considered in detail. Investigations are carried out within the
framework of models of continuous environments as for dense plasma where electron
and heavy particles temperatures (atoms and ions) practically do not differ (Ta≈Te),
and for plasma in which the electron temperature differs from heavy particles
temperature (Ta≠Te). The basic attention is given the influences caused by t he
Ampere force and the Joule heating and the processes connected to change of
structure of plasma (generation and destruction of charged particles) and a n energy
exchanging between plasma components.
-
36
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Section 1. Generation and Properties of Various Gas Discharges
Секция 1. Генерация и свойства различных видов газовых разрядов
COLD PLASMA POWDER DEPOSITION (CPPD) OF FUNCTIONAL
COATINGS
Dr.-Ing. Dipl. Phys., Michael Dvorak
Reishauer AG (CH);scientific co-ordinator
P&S Powder and Surface GmbH (D)
Abstract: Cold Plasma Powder Deposition (CPPD) is a new patented process
that allows the production of functional coatings under atmospheric conditions.
Nearly any type of substrate material can be coated as for example a wide range of
polymers, metals, ceramics and e ven paper. Submicron- and micron sized powder
particles, powder blends or composite powders can be applied as coating material so
far one component of t he powder has a melting point. The fine powder coating
material is injected into an atmospheric non-equilibrium plasma jet forming
afterwards a layer on the surface to be coated.As “spray-painting” the coatings can be
applied. This new technology has the potential to realise new functional coatings. It is
possible to realise wear resistant or abrasive coatings (tooling applications) on heat
sensitive substrates as on carbon fibre reinforced polymers or on high strength
Aluminium alloys. Process basics, coating examples and potential applications will
be presented.
Cold Plasma Powder Deposition (CPPD)
Introduction
Non-equilibrium plasmas are commonly used in physical vapour deposition
(PVD) techniques or plasma assisted chemical vapour deposition techniques (PECVD) for coating of parts with metals, carbides, nitrides, oxides, carbon-like
diamonds and diamonds. But all these technologies requiring special reactors
working under low pressure and special atmospheres. Since the early nineties low
power atmospheric non-equilibrium plasma jets becoming industrial available for
surface treatment (mostly plasma polymerisation) and sterilisation. Non-polar
plastics, for example, are selectively provided with the characteristics required for
further processing of areas for painting and bonding. Here only the near surface area
(penetration depth up to several nm) is treated by the low energy plasma jet.
CPPD Basics
In the case of t he CPPD-process submicron- and micron sized powder
particles, powder blends or c omposite powders are injected into a free atmospheric
non-equilibrium plasma jet, where the particles are partially heated and accelerated
against the surface to be coated. Plasma generation can be done, for example, by a
low frequency (5 t o 10 kHz), low current (mA) and medium voltage (2´000 to
10´000 V) spark discharge between a pin like and a nozzle like electrode or by micro
wave stimulation in a special designed plasmatron. The plasma gas is p assing the
spark or the region of highest density field lines get heated, partially ionised and will
finally form the free atmospheric plasma jet. The electron temperature is typically of
37
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
about 8´000 to 10´000 K and the ion temperature will be in range of 1´ 600 and
2´000 K. The powder level of a normal single jet generator used for CPPD is in the
range of 200 to 2´000 Watt at plasma gas flow rate of several litres up to 100 l/min
and a plasma nozzle diameter between 0.3 to 7 m m. During the coating process,
melted and fused metal particles along with the rest of the free plasma impinge on the
surface of the substrate, prepare the latter (cleaning, activation, base coating) and
produce an initial base layer/seed layer. The layers can be formed differently.
Depending on the customer’s requirements, dense or porous layers can be applied in
a controlled way. Resistance, conductivity and thermal economy can thus be arranged
to suit the application.
No bath or spe cial reactors are needed. The part to be coated has to be
degreased only. Sometimes a surface roughening is of advantage to increase coating
bond-strength. A lthough, if required, even a localised, micro-scale brazing like
process can be achieved. Simple shadow masking is sufficient to protect areas not to
be coated. Deposition rates of a single plasmatron are of about 0.5 to 10 g/min and
the typical coating thickness is in between 5 to 200 µm.Although thicker or thinner
coatings may be applied.
Coatings
Compared to the thermal plasma spraying the CPPD-process is a low energy
process that allows the relative easy coating of low melting point, heat sensitive or
oxidisation sensitive substrates as paper, polymers, CFK or light metals (Mg, Al, Ti
and corresponding alloys). Oxidisation sensitive materials can be applied as coating
as well, even using air as plasma gas.Regarding the choice of the coating material is
one limiting factor that at minimum one of t he components of the coating powders
should have a melting point. Still now different type of c oatings were successfully
realised starting from low melting point polymers as Polyamide, PTFE and metals as
Sn ,Zn and Al up to higher melting point metals (Ag, Au, Cu, Ni, Fe, Ti). Ceramics
as hydroxyapatite and di fferent types of composite coatings (polymer-ceramics;
metal-ceramics; metal-diamond) are deposited without essential decomposition
effects. High metal point materials (Ts> 1400°C) couldn´t be realised still now as
applicable coatings.
Applications
The CPPD process was originally designed for t he localised Zn-coating of
welding seams of car structures. The weld seam of weld joint zinc-coated metal
sheets has no m ore Zn-layer. Without the Zn-layer the corrosion protection is no
more given and corrosion attack will occur. The CPPD-process could be applied
directly behind the laser process following the laser beam.
In co-operation with the German Erbslöh Aluminium GmbH the organic binder
less deposition of flux material (Potassium fluoroaluminates) on A luminium-heatexchanger tubes for climatisation units in cars was developed. The solvent free
deposition of fl ux and braze material increase the quality of t he joint, is more
economic and environmental friendly compared to the traditional coating procedure.
Another application is the selective silver coating on electrical contacts. The
silver layer increase for example the service temperature and corrosion resistants of
38
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
copper contacts. Particle reinforcement (diamonds) increase the wear resistant and
therefore the lifetime of the contacts as well. Especially in case of expensive coating
materials as Silver helps the selective coating to reduce raw material cost.
Large-area or structured metal depositionis possible onto a wide variety of
plastics,either as a free jet or with the use of masks, even on complex 3-D structures.
New diamond containing composite layers for t ooling, increased friction and
for wear protection applications are in development.
Conclusions
The CPPD process opens new possibilities or alternatives in the realisation of
functional coatings,helps to save expensive raw material (only deposition of the area
where the coating is needed; no masking), is more environmental friendly (now
chemical bath) and therefore often times more cost effective.
ГЕНЕРАЦИЯ ПЛАЗМЫ ВОДЯНОГО ПАРА В
ЭЛЕКТРОДУГОВОМ ПЛАЗМОТРОНЕ
Аньшаков А.С., Урбах Э.К., Радько С.И., Урбах А.Э., Фалеев В.А.
Институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН, Россия,
630090, г. Новосибирск, пр. акад. Лаврентьева, 1
E-mail: [email protected]
Новосибирский государственный технический университет, Россия,
630073, г. Новосибирск, пр. Маркса, 20
Интерес к пароводяной плазме обусловлен несколькими причинами.
Благодаря своим уникальным свойствам по энтальпии, экологичности,
широкой доступности она перспективна в технологических процессах
металлургии, энергетики, машиностроения, плазмохимии. В технологиях
переработки и утилизации техногенных отходов, газификации твердых топлив
низкотемпературная плазма водяного пара является не только теплоносителем,
но и активным реагентом в физико-химических реакциях. Наконец,
пароводяной плазмотрон не образует вредных окислов азота.
В настоящее время стационарно работающие пароводяные плазмотроны
обязательно включают в конструкцию термоэмиссионный (вольфрамовый)
катод, для защиты которого от окислительной среды применяются аргон или
азот [1–3]. При этом разрядная камера плазмотрона имеет сложное
конструктивное решение от конфузора до многощелевого (регенеративного)
ввода пара.
Для устранения загрязнения плазменной струи инородными газами и
упрощения конструкции плазмотрона предложена и реализована схема
однокамерного плазмогенератора с медными электродами [4, 5]. Основу
плазмотрона составляют два трубчатых медных электрода ступенчатой
геометрии, разделенных изолятором и завихрителями (рис. 1).
39
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 1. Конструктивная схема пароводяного плазмотрона. 1 – анод, 2 –
катод, 3 – изолятор, 4 – кольцо закрутки, 5 – стальная обечайка, 6 – изолятор.
Внутренний электрод является анодом (d1 = 20·10-3 м), выходной
электрод – катодом (d2 = 16·10-3 м). Соотношения D1/d1 и D2/d2 составляют 1,4–
1,5. Длины l1 и l2 в экспериментах незначительно изменялись. Изолятор 6 (рис.
1) предотвращает попадание опорного пятна дуги на торец задней крышки.
Постановка здесь кольца закрутки переводит конструкцию плазмотрона в
двухкамерный вариант. Кольцо закрутки 4 имеет два ряда тангенциальных
отверстий. Через один ряд в плазмотрон на стадии запуска поступает
подогретый воздух до 160оС, через другой – водяной пар с температурой 250–
300оС.
Для исключения конденсации пара на водоохлаждаемых поверхностях
электродов необходимо поддерживать температуру их рабочих поверхностей
выше температуры насыщенного пара. Достигается это косвенным
охлаждением медных электродов путем применения трубы из нержавеющей
стали 5 (рис. 1) с толщиной стенки δ на всей длине анода и на начальном
участке катода до уступа. Участок выходного электрода за уступом
охлаждается непосредственно водой.
Толщина и конфигурация стенки стальной обечайки 5 рассчитывалась
для составного электрода на ПК ANSYS [6] при заданном коэффициенте
теплоотдачи от охлаждаемой поверхности электрода к протоку воды.
Применение уступов в трубчатых электродах обеспечивает сокращение
длины дуги по сравнению с полыми цилиндрическими электродами и
требуемый размах колебаний приэлектродных участков по рабочей
поверхности для обеспечения технологического ресурса работы электродов.
Основное внимание в проводимых исследованиях уделялось внутреннему
электроду–аноду по двум причинам. Известно, что эрозия медного трубчатого
анода меньше, чем для катода в одинаковых условиях. Кроме того, при
переходе в режим плавильного плазмотрона проще добиться длительного
ресурса работы электрода, если он будет анодом.
40
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На рис. 2 приведены ВАХ дуги в водяном паре. Они имеют падающий
вид, поскольку оба радиальных участка дуги свободно перемещаются за
уступом в осевом направлении. Полученные ВАХ дуги обобщены в
критериальном виде: U = 2280 (I2/Gd2)-0,17 (G/d2)0,20 (pd2)0,25. Здесь d2 – диаметр
узкой части выходного электрода (рис. 1). Диапазон определяющих
параметров: I2/Gd2 = 1,79·108 – 1,61·109 А·с/кг·м; G/d2 = 0,161 – 0,269 кг/м·с;
pd2 = 20,4·10-2 Па·м. Точность формулы невелика (± 10%), но и она уже
позволяет делать ориентировочные расчеты разрядной камеры пароводяного
плазмотрона другой мощности.
Средняя по длине дуги напряженность электрического поля составляет 18
– 20 В/см. Она соответствует экспериментальным данным для пароводяного
плазмотрона с защитой термокатода азотом [7]. Сравнения ВАХ дуги при
горении дуги в воздухе и водяном паре (расходы составляли 4,1·10-3 кг/с)
показали, что падение напряжения на дуге в паре примерно в 1,4 раза выше,
чем на воздухе. Судя по следам выработки электродов при работе плазмотрона
на воздухе, смеси воздуха с паром и на паре, длина дуги при одинаковом токе
практически не меняется. Следовательно, повышение напряжения на дуге при
переходе с воздуха на пар обусловлено только тем, что дуга горит в смеси
водорода с кислородом (на чистом водороде напряженность поля составляет
30 в/см и более).
Измерения тепловых потоков в электроды показали, что в исследованном
диапазоне тока (150–300 А) и расходе воздуха и пара (3·10-3 – 5·10-3 кг/с)
основные потери приходятся на выходной электрод (в 3,4 раза больше, чем в
анод), а по величине они практически одинаковы для воздуха и пара. Тогда
получается, что КПД плазмотрона (ηт = 1 – Qпотери/U·I) на водяном паре выше,
чем на воздухе и составляет 0,55–0,65. Оптимизация длины электрода–катода
приведет к повышению КПД плазмотрона до 0,8.
Важнейшей характеристикой эффективности и надёжности плазмотрона
является ресурс работы электродов. На рис. 3 приведены экспериментальные
данные по G для анода (значения G для катода располагаются несколько ниже –
в диапазоне 10-9 –10-8 кг/Кл).
По результатам расчета распределения температуры вдоль электрода–
анода [6] была изменена система охлаждения стальной обечайки за счет её
профилирования с целью достижения температуры рабочей поверхности 110–
130оС. Результат сказался на величине G (см. точку вблизи 8 ч, G = 1,7·
10-9 кг/Кл). Отсюда следует, что при температуре входящего пара 250–300оС
необходимо обеспечить высокую скорость перемещения дугового пятна около
20 м/с (за счет увеличения расхода пара или применением внешнего
магнитного поля) и обеспечить за счет косвенного охлаждения температуру
рабочей поверхности электрода до температуры выше насыщенного пара на
уровне 110–130оС. Тогда будет возможно получение значений G анода на
уровне 10-10 –10-9 кг/Кл.
41
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
U, B
G,
кг/Кл
500
10-7
1
2
3
10-8
400
300
100
10-9
150
200
250
300
I, A
2
4
6
8
t, ч
Рис.
2.
Вольт-амперные Рис. 3. Зависимость удельной эрозии
характеристики дуги. Расход водяного анода от времени испытаний. I = 180–
пара: 1 – 3·10-3, 2 – 4·10-3, 3 – 5·10-3 200 А, D1 = 30·10-3м.
кг/с.
В настоящее время с учетом достаточно протяженной эродированной
зоны (120–130 мм за уступом) ресурс работы внутреннего электрода–анода
будет не менее 250–300 ч при токе дугового разряда 200–250 А.
Таким образом, показана работоспособность конструктивной схемы
плазмотрона с медными трубчатыми электродами для генерации пароводяной
плазмы. Полученные энергетические и ресурсные характеристики отражают
особенности горения дугового разряда в водяном паре.
ЛИТЕРАТУРА
1. Михайлов Б.И. Теплофизика и аэромеханика.4 (2003) 637.
2. Даутов Г.Ю., Тимошевский А.Н., Урюков Б.А. и др. Генерация
низкотемпературной плазмы и плазменные технологии.Наука, Новосибирск,
2004.
3. L. Charakhovski, A. Marquesi et al. Plasma Physics and Plasma
Technology. II (2012) 723.
4. A. S. Anshakov, E.K Urbakh et. al. Plasma Physics and Plasma Technology.
II (2012) 727.
5. Аньшаков А.С., Радько С.И., Урбах Э.К. и др. Теплофизика и
аэромеханика.6 (2012) 761.
6. Радько С.И. Научный вестник НГТУ.4 (2013) 210.
7. Жуков М.Ф., Засыпкин И.М., Тимошевский А.Н. и др. Электродуговые
генераторы термической плазмы. Наука, Новосибирск, 1999.
42
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ОСОБЕННОСТИ ФОРМИРОВАНИЯ СЛАБОТОЧНОГО
ПОВЕРХНОСТНОГО РАЗРЯДА ПРИ АТМОСФЕРНОМ ДАВЛЕНИИ В
АРГОНЕ
Балданов Б.Б., Ранжуров Ц.В., Норбоев Ч.Н.
Институт физического материаловедения СО РАН, Россиия, 670047 г.
Улан-Удэ, Сахьяновой, 6.
[email protected]
Одним из эффективных и технологичных методов улучшения контактных
свойств поверхности полимеров является воздействие низкотемпературной
неравновесной плазмы [1]. При этом важной особенностью процесса
плазмохимической модификации полимерных материалов, является то, что
изменениям подвергается только поверхность полимера и тонкий
поверхностный слой толщиной ∼ 10-1000 нм [2]. Структурно-химические
превращения в поверхностном слое, вызванные воздействием плазмы, ведут к
изменениям электрофизических, физико-механических, оптических и других
свойств поверхности полимера. В настоящее время известен ряд газоразрядных
методик, используемых в создании технологий обработки поверхностей
полимеров: коронный, барьерный, тлеющий низкочастотный (НЧ, 50 Гц –
1 кГц), высокочастотный (ВЧ, 13,56 MГц), микроволновый (СВЧ, 2,45 ГГц)
разряды.
В данной работе представлены результаты экспериментальных
исследований поверхностного стримерного разряда, инициируемого с
помощью отрицательной короны постоянного напряжения в аргоне.
Исследования проводились в разрядной камере (150×100×100 мм2) с
вмонтированными электродами острие-плоскость. Катод – острие представляет
собой стальной стержень, радиусом закругления вершины конуса r = 25 мкм,
плоский электрод в данной конфигурации электродов представляет
конструкцию из стальной пластины площадью S = 96 см2. На плоский электрод
помещалась полимерная пленка (политетрафторэтилен, толщина d = 60 мкм).
Расстояние от вершины острия до диэлектрической пленки составляет 30 мм.
Максимальное напряжение регулируемого высоковольтного источника
ВС - 20 - 10 составляло 20 кВ. Для стабилизации разряда острие нагружалось
регулируемым большим сопротивлением Rb (>1MОм). В целях сохранения
паспортной чистоты аргона все эксперименты проводились при слабой
прокачке газа через разрядную камеру. Расход аргона G измеряется с помощью
-5
кг/с. Свойства поверхности
ротаметра РМ - А - 0,16 ГУЗ до × 5 10
характеризовали значениями краевых углов смачивания θ (по воде), на
основании полученных данных проводили расчеты работы адгезии.
Отрицательная корона с диэлектрическим барьером на аноде реализуется
путем подачи постоянного напряжения U на электродную систему остриеплоскость до некоторого критического значения напряжения
− напряжения
зажигания U*. Визуальная картина свечения отрицательной короны с барьером
качественно соответствует общепринятому определению короны, и
43
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
характеризуется слабовыраженным свечением генерационной зоны, которая
располагается вблизи острия, при этом дрейфовая область остается практически
темной. При достижении напряжения U1, на поверхности диэлектрика
начинают формироваться яркие поверхностные разряды – стримеры. На рис. 2.
представлена
фотография
иллюстрирующая
эволюцию
развития
поверхностного разряда.
Рис. 2.Фотографии иллюстрирующие эволюцию горения отрицательной
короны с диэлектрическим барьером. Диэлектрический барьер –
полимерная пленка, толщина d = 60 µm.
V
-σ,
45
1
40
0,8
35
0,6
30
0,4
25
0,2
t,
0
20
t,
15
0
10
20
30
40
50
60
Рис.
3.Зависимость
спада
относительного
потенциала
поверхности электрета V от
времени хранения t.
0
10
20
30
40
50
60
Рис. 4. Зависимость плотности
поверхностного заряда σ от
времени хранения t. 1 – I = 10 мкА;
2 – I = 30 мкА.
Первичные стримеры, зарождающиеся на краю диэлектрика, имеют
контрагированную форму разряда, которые при дальнейшем распространении
по поверхности диэлектрика начинают сильно ветвится. На расстоянии l ≈ 1,5-2
см на поверхности диэлектрика относительно оси острие-плоскость стримеры
полностью распадаются, и на площади S ≈ 3 см2 формируется объемная
диффузная плазменная область.
Дальнейшее повышение напряжения U приводит к увеличению частоты
следования поверхностных стримеров, при этом усиливается свечение и
44
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
сужается площадь, занимаемая диффузной плазменной областью. В данном
режиме формирования разряда, стримеры характеризуются сложной
пространственной структурой, и при этом имеют выраженную периодичность
формирования и частоту следования. При выборе режимов горения барьерного
разряда, так и при анализе свойств модифицированных в плазме
диэлектрических поверхностей полимеров, необходимо учитывать наличие
отрицательного заряда на поверхности [3]. После плазменной модификации
поверхности пленок поверхностным разрядом значение поверхностного
потенциала V0 составляет в среднем – 850 V, что соответствует эффективной
поверхностной плотности локализованного отрицательного заряда σ≈ 26 нКл/см2 (Рис. 3 и 4).
ЛИТЕРАТУРА
[1]. Энциклопедия низкотемпературной плазмы / Под. Ред. В.Е. Фортова.
М.: Наука, 2000.
[2]. Гильман А.Б. // Химия высоких энергий. 2003. Т. 37. №1. С. 22.
[3]. Акишев Ю.С., Демьянов А.В., Каральник В.Б., и др. // Физика плазмы.
2003. Т. 29. №1. С. 90.
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ СВЧ ПЛАЗМЕННОГО КАНАЛА
ПО СИГНАЛАМ РАССЕЯНИЯ
В.А. Битюрин, В.Г. Бровкин. П.В. Веденин, Н.М. Рязанский
Федеральное государственное учреждение науки
Объединенный институт высоких температур РАН
Россия, Москва, 125412.
E-mail: [email protected]
Эксперименты проводились в воздухе в диапазоне давлений P = 70 – 150
Torr. Источником микроволнового излучения служил работающий в
импульсном режиме магнетрон: W p ≤ 700 kW, τ p = 1 - 7 μs, f=13 GHz ( ω ν ≈ 0.2 ,
ν – транспортная частота столкновений электронов, ω = 2π f ). В разрядной
камере диаметром 0.7 m и длиной 1 m с помощью диэлектрической линзы
формировался слабо расходящийся волновой пучок. Перехваченное
сферическим зеркалом линейно поляризованное излучение направлялось
обратно навстречу волновому пучку. Вдоль оси камеры (оси x) устанавливалась
характерная интерференционная картина с максимумами и минимумами
2
функции F0 ( x ) ∝ E 0 ( x ) . Область локализации плазменного образования
стабилизировалась
в
фокусе
(x=0)
с
помощью
луча
лазера,
распространявшегося вдоль вектора электрического поля E 0 ( x ) = E0 z ( x ) n z и
создававшего начальный фон электронной концентрации.
45
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Динамика разряда исследовалась на основании анализа материалов
фоторегистрации, осциллограмм сигналов СВЧ и оптического излучения из
области разряда. Из фотографий следует, что видимые размеры
сформировавшегося плазмоидатаковы: 2b ≈ 0.55λ (вдоль оси z), 2a x , y ≈ 2b 7 (в
плоскости z = 0 , проходящей через центр плазмоида и перпендикулярной его
оси). Антенна, установленная параллельно оси z, перемещалась в “волновой
зоне”. Осциллограммы сигналов с приемной антенны F ( x, t ) и ФЭУ в трех
точках на оси xпредставлены на рис. 1.
Величина сигнала пропорциональна квадрату амплитуды суммарного
электрического поля
F ∝ E0 z
где
E0 z ( x ) ≡ E 0 z ( x ) exp(iϕ 0 ( x )) ,
2
2
+ E s z + 2 E0 z E s z cos ϕ ,
(1)
E s z - z- компоненты внешнего и
рассеянного поля
k 2 d z (t )
E s z ( x, t ) =
exp(ik x ) ≡ E s z exp(iϕ s ) ,
4πε 0 x
(2)
x - расстояние от расположенного в фокусе
центра канала до антенны, k = ω c , d z комплексная амплитуда дипольного момента
плазмоида
( d x , y = 0 ), ϕ ( x, t ) = ϕ 0 ( x ) - ϕ s ( x, t ) .
Зависимость функции F ( x, t ) от времени отражает
динамику рассеянной мощности в координате xна
2
невозмущенном плазмой фоне F0 ( x ) ∝ E0 z ( x ) .
Осциллограммы F ( x, t ) , свидетельствующии
о наличии трех основных этапов эволюции
плазменного
образования
подтверждают
результаты теоретического исследования [1]. В
Рис. 1
начале развития плазменного облака t < t 0 его
размеры и концентрация электронов еще столь малы, что вклад рассеянного
излучения не виден на стационарном фоне F 0 ( F ≈ F 0 ). На динамическом этапе
δ t str быстрого изменения функции F ( x, t ) ,связанного с развитием стримера,
фаза ϕ ( x, t ) определяет ход кривой F ( x, t ) : cos ϕ > 0 → F ↑ (рис. 1a),
(рис.
1b).
При
выполнении
cos ϕ < 0 → F ↓ ,
условия E s z ( x, t ) + 2 E 0 z ( x ) cos ϕ ( x, t ) ≈ 0 ( F ( x, t ) ≈ F0 ( x ) ) приемная антенна
практически “не видит” канал (рис. 1c), наличие которого выявляет ФЭУ. На
третьем этапе F = Fˆ ≈ const , протекающем в условиях ионизационно
−рекомбинационного квазиравновесия, размеры плазмоида, электронная
46
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
концентрация и проводимость, поглощаемая мощность и т.д. являются
квазистационарными функциями [1].
Схема на демонстрирует
возможности предлагаемого нами
метода диагностики плазменного
канала рассеянной СВЧ волной.
На
рис.3
представлена
зависимость средней скорости
распространения
стримера,
определяемой как
bˆ
Vz ≈
,
(3)
δ t str
от параметра ξ = A0 f Eb ( A0 f
- амплитуда в фокусе, Eb пробойное значение) при
Рис. 2.
давлении P = 75 Torr.
Рассеянное излучение содержит информацию об амплитуде дипольного
момента d z . При расшифровке осциллограмм использовалось выражение:
F∗ ( x ) ≡
где
Fˆ ( x )
2
= 1 + u + 2u cos ϕ , (4)
F 0 (x )
u = d∗
F0 f (0 ) F0 ( x ) k x ,
F0 f ∝ A02 f ,
d ∗ = k 3 d z 4πε 0 E0 f ≡ d ∗ exp(iϕ ∗ ) ,
В
него
ϕ ( x ) = ϕ 0 (0) − ϕ 0 ( x ) + ϕ ∗ + k x .
входят искомая амплитуда d ∗ , отношения
измеряемых
величин
Fˆ ( x ) F0 ( x ) ,
F0 f (0 ) F0 ( x ) и неизвестное распределение
Рис. 3.
фазы ϕ 0 ( x ) .
Использовалась следующая схема нахождения величины d ∗ : 1)
изосциллограмм получены наборы значений F0 i ( xi ) , Fˆ∗ i ( xi ) в точках xi ; 2)
~
~
~
p∗ j , d ∗
p0 j , F∗ x, ~
аппроксимация данных F0 i ( xi ) , Fˆ∗ i ( xi ) функциями F0 x, ~
~
~
p , ~p . d . Искомая величина: d ≈ 0.6 .
варьированием параметров ~
(
0j
∗j
∗
)
∗
47
(
)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На основании полученного результата оценены
характеристики
плазменного
диполя
для
условий
интегральные
P
=
75
Torr, λ = 2.3 cm, 2b ≈ 0.55λ , A0 f = 1.1 Eb , ϑ = ω ν ≈ 0.2 ( 1 + ϑ 2 ≈ 1 ).
1.Эффективная поверхность рассеяния плазмоида σ s( p ) = d ∗ λ2 π в 7.5
2
раз меньше, чем у полуволнового металлического вибратора σ s(m ) ≈ 0.86λ2 .
2. Амплитуды полного нескомпенсированного заряда и усредненного по
длине канала 2b электронного тока проводимости
Q ± = d z 2b , I z ≡
примерно равны
b
∫ dz I z (z )
−b
2b = ω d z 2b ,
Q ± ≈ 0.1 nC, I z ≈ 7 A,
(10)
(11)
Подчеркнем, что эти оценки получены на основании только лишь данных
опытов без привлечения каких – либо моделей. Для расширения возможностей
предлагаемого метода необходимо ввести в рассмотрение упрощающие
предположения:
iσ e cVeff E c
i
iσ Ψ
, Ec ≈ E 0 1 − ∗  ,
(12)
d z = ∫ dR je z (R ) ≈
ω
ω (1 − iϑ )
 1 − iϑ 
где Ec , σ e c - поле и электронная проводимость в центре канала,
Veff = ∫ dR f (R ) , f = σ e σ e c , σ ∗ = σ e c ωε 0 , Ψ = ΨQ + ΨI ,
ΨQ = −
1
1
∂ f (R ) ∂ G (R )
, ΨI =
dR
∫
4π
4π
∂z
∂z
G (R ) = exp(ikR ) R , R =
∫ dR f (R )G (R ) ,
x 2 + y 2 + z 2 . Форм-факторы ΨQ и ΨI отражают
соответственно вклады в амплитуду E c полей, создаваемых зарядами и токами.
Решение системы уравнений (12)
d∗ 1 + ϑ 2
2
,
(13)
σ ∗ ( g , h ) = g + g + h , Ec = E0
σ ∗ ( g , h ) V∗
где
Im Ψ + ϑ Re Ψ
1+ϑ 2
,
, V∗ = k 3Veff 4π ,
=
g
h=
2
2
2
2
(V∗ d ∗ ) − Ψ
(V∗ d ∗ ) − Ψ
зависит только от нормированной амплитуды дипольного момента d ∗ ,
нормированного эффективного объема V∗ и форм-фактора Ψ . Величина d ∗ ,
форма и размеры плазменного диполя оцениваются из опытов. Однако на
основании фотографий трудно судить об особенностях распределения функции
проводимости f (R ) , поэтому в дальнейшем будем рассматривать усредненные
по объему V интегральные характеристики плазмы
N e , σ e = (N e c , σ e c )⋅ η ,
(14)
48
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
где η = Veff V - параметр,
характеризующий степень заполнения
плазмой объема V . На рис. 4
приведены зависимости усредненной
электронной концентрации N e и
от
поглощаемой мощности W J
степени заполнения η
Рис. 4
для
распределения
з
проводимости f = 1 − ((x 2 + y 2 ) a 2 − z 2 b 2 ) ,
(15)
x, y ≤ a , z ≤ b , p ≥ 1 ,
Плазма находится внутри объем эллипсоида вращения V = 4πba 2 3 ,
2b ≈ 0.55λ a ≈ b 7 (см. выше). Для распределения (15) степень заполнения
определяется величиной параметра p: η ( p ) = (1 + 1.5 p )−1 , 0.4 ≤ η < 1
Из рисунка следует, что интегральные характеристики плазмоида мало
чувствительны к деталям распределения электронной проводимости...
Экспериментально исследована динамика рассеянной плазменным
диполем СВЧ волны в воздухе в диапазоне давлений Р=70-150 Torr.
Получены значения дипольного момента, поглощаемой мощности,
проводимости, электронной концентрации, тока, заряда,
эффективной
поверхности рассеяния плазменного диполя.
ЛИТЕРАТУРА
[1]. Битюрин В.А., Веденин П.В. ЖЭТФ. 2010. Т. 138. В. 3. С. 577.
ГЕНЕРАЦИЯ ПЛАЗМЫ ПУЧКОМ ЭЛЕКТРОНОВ В
ЭЛЕКТРОДНОЙ СИСТЕМЕ С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ПОТЕНЦИАЛОМ
КОЛЛЕКТОРА
Буреев О.А., Гаврилов Н.В.
Институт электрофизики УрО РАН, Россия,620016, Екатеринбург, ул.
Амундсена, 106.E-mail: [email protected]
В области между отрицательно смещенным электродом (ОСЭ) и
неравновесной плазмой, генерируемой электронным пучком, возникают
разнонаправленные потоки электронов и ионов, в том числе, обусловленные
ионно-электронной (ИЭЭ) и вторично-электронной (ВЭЭ) эмиссией ОСЭ. К
настоящему времени разработаны физические модели области плазма –
электрод для различных условий, из которых следует возможность
формирования в этой области двойных слоев и вторичной плазмы, а также рост
падения напряжения в предслое [1,2]. Большой интерес представляет поведение
ионной компоненты тока на ОСЭ, так как генерация плазмы
49
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
низкоэнергетичным электронным пучком находит все более широкое
применение в вакуумно-плазменных
технологиях модификации материалов, в
которых
подача
отрицательного
смещения на образцы используется для
очистки их поверхности от загрязнений,
а также при нанесении покрытий с
ионным сопровождением [3]. Известно,
что
вольтамперная
характеристика
(ВАХ) ОСЭ в плазме, содержащей
быстрые электроны, имеет точки
экстремума и может многократно
пересекать ось токов [4,5]. Такое
поведение ВАХ ОСЭ большинство
авторов объясняют влиянием ВЭЭ [4,5].
Однако
детального
исследования
поведения ионной компоненты тока в
электродной системе с отрицательным
потенциалом ОСЭ не проводилось.
Рис. 1. Схема электродной
Данная
работа
посвящена
изучению влияния материала ОСЭ и системы: 1 – анод; 2 – сетка
давления газа на ВАХ ОСЭ в плазме, плазменного катода; 3 –
генерируемой пучком электронов с коллектор; 4 – ленгмюровский
энергией eUe = 0,1-1 кэВ, при величине зонд; 5 – источник напряжения
напряжения смещения Ub = 0,1-1 кВ и смещения коллектора; 6 –
давлениях аргона 0,01-0,1 Па, которые источник питания тлеющего
характерны для генераторов плазмы на разряда в плазменном катоде;
ускоряющего
основе
источников
электронов
с 7 - источник
плазменным катодом [3]. Особенностью напряжения.
таких источников, которая усложняет
анализ результатов экспериментов, является зависимость величины тока пучка
от давления газа и ускоряющего напряжения. Измерения зависимости тока
пучка от давления показали, что при максимальном давлении (0,1 Па) ток пучка
резко возрастает до величины, составляющей 0,8 от тока разряда при
напряжении Ue ~ 200 В и слабо растет при дальнейшем увеличении Ue. Поэтому
эксперименты проводились при Ue = 300 и 500 В.
Для оценки тока ионов на коллектор при любых значениях Ue и Ub
применен импульсный режим генерации электронного пучка и метод
экстраполяции тока в цепи ОСЭ из распадающейся плазмы с последующим
учетом коэффициента ИЭЭ коллектора. Для контроля полученных данных
измерялся ток насыщения ионов на собирающий ленгмюровский зонд в плазме,
экранированный от потока быстрых электронов.
50
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
а)
I, мА
100
250
2
200
60
150
1
40
100
20
200
-20
нерж. сталь 12Х18Н10T
молибден
пирографит
300
80
0
б)
I, мА 350
400
600
3
800
50
Ub , В
0
200
400
600
800
Ub , В
-50
Рис. 2. ВАХ коллектора. а) коллектор из молибдена: Ue=300 эВ, P = 0,13
Па (1); Ue=500 эВ, P = 0,13 Па (2); Ue=500 эВ, P = 0,067 Па (3); б) ВАХ для
различных материалов коллектора при Ue=500 эВ, P = 0,27 Па.
Схема электродной системы приведена на рис.1. Электронный пучок
инжектируется в полость заземленного анода 1 диаметром 175 мм и длиной 100
мм. Ускоряющее электроны напряжение Ue прикладывалось между анодом и
сеткой плазменного катода 2. С противоположной стороны анода установлен
коллектор 3, на который задавалось напряжение смещения Ub. В центре
системы установлен ленгмюровский зонд 4. Газ (Ar) поступал в анодную
полость через сетку и откачивался турбомолекулярным насосом ТМН-500.
Давление, измерявшееся в вакуумной камере, изменением потока аргона
варьировалось в пределах 4 10-2 - 0,27 Па.
Измерения тока на коллектор, напряжений Ue и Ub в непрерывном
режиме производились с помощью регистратора HIOKI 8835-01. Параметры
импульсного электронного пучка (1 А, 900 мкс, 1 кГц) измерялись
осциллографом TektronixTDS3034C. Для определения величины ионного тока
зависимость тока из распадающейся плазмы от времени интерполировалась
экспоненциальной функцией, максимальное значение тока определялось в
момент снятия ускоряющего напряжения и корректировалось с учетом
коэффициента ИЭЭ коллектора. Все измерения проводились после ионной
очистки поверхности ОСЭ.
ВАХ ОСЭ для различных значений давления Arи Ueпредставлены на рис.
2,а. Все зависимости имеют максимум, обусловленный ВЭЭ коллектора, и
минимум в области отсечки быстрых электронов (Ue=Ub). Плавающий
потенциал электрода Uf обычно близок к нулю, но при минимальных значениях
давления газа и энергии пучка дополнительно появляются одна или две точки
плавающего потенциала вблизи напряжения отсечки. Повышение давления газа
приводит к смещению ВАХ в область больших токов, при изменении Ue кривые
смещаются по оси Ub, ток в максимуме также меняется. Стабильные ВАХ ОСЭ
достигаются ионной очисткой поверхности (Ar+, 500 эВ, 2 мА/см2, 30 мин).
51
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 3. Иллюстрация к методике расчёта ионного тока (пояснения в
тексте).
ВАХ для различных материалов ОСЭ показаны на рис 2,б. Хотя
табличные значения коэффициента ВЭЭ пирографита (σ = 1 при 350 эВ) близки
к значениям σ для металлов, ВАХ ОСЭ из пирографита после ионной очистки в
области левее точки отсечки смещается в область отрицательных токов.
На рис. 3 показана ВАХ коллектора, полученная осциллографическим
методом для импульсного режима генерации пучка, и осциллограммы для
нескольких точек ВАХ (1,2,3) при различных Ub. Ток из распадающейся плазмы
в точке 2 экстраполируется зависимостью I=198[мА]exp(-0,055t[мкс]), а ионный
ток в момент снятия напряжения Ub составляет 198 мА. На рис. 3 показана
зависимость ионного тока от Ub, полученная данным методом.
Зависимости тока насыщения ионов на зонд при отрицательном
напряжении зонда Up= -100 В в функции Ub приведены на рис. 4.
Особенностями кривых является зависимость величины ионного тока от
материала коллектора и резкое снижение ионного тока на коллектор при
напряжениях отсечки ~150-200 В.
Для объяснения полученных результатов следует учитывать осцилляцию
электронов в системе, поскольку даже при максимальных давлениях длина
свободного пробега электронов значительно превышает расстояние между
сеткой и коллектором. При выполнении условия Ue>Ub осциллируют пучковые
электроны, что обеспечивает большой ионный ток на ОСЭ. При Ue<Ub
электроны пучка уходят на ОСЭ, что приводит к возникновению ВЭЭ и
созданию условий для осцилляции вторичных электронов. При низкой энергии
электронов, достигающих поверхности ОСЭ (<100 эВ), коэффициент ВЭЭ
меньше 1, поэтому в ВАХ появляется минимум. Дальнейший рост тока при
снижении Ub обусловлен повышением ВЭЭ.
52
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Появление максимума ВАХ обычно связывают с достижением максимума
ВЭЭ, однако в наших экспериментах его положение на шкале энергий не всегда
совпадает с табличным. Оценки показывают, что на положение пика оказывает
влияние не только изменение коэффициента ВЭЭ, но и энергии осциллирующих вторичных электронов и
I, мкА 300
числа производимых ими ионов.
1
Максимум ионного тока достигается
при энергии осциллирующих элект200
ронов большей, чем в максимуме
2
сечения ионизации, что обусловлено
ростом числа ионизаций на электрон.
Особенность ВАХ ОСЭ из
100
пирографита обусловлена тем, что
обработка его поверхности, повышающая ее шероховатость или порис0
тость, позволяет снизить коэффици0
200
400
600
800
ент ВЭЭ [6]. Ионное травление
U,В
пирографита приводит к формироРис. 4. Зависимости ионного тока
ванию микроструктуры из высоких насыщения на зонд от напряжения
плотно расположенных тонких игл. смещения коллектора при Ue=500 эВ,
Коэффициент ВЭЭ таких образцов в P = 0,27 Па; материал коллектора: 1 –
интервале энергий электронов от 300 молибден; 2 – пирографит.
до 2000 эВ меньше 0,35 [6].
b
ЛИТЕРАТУРА
1. Gyergyek, J. Kovačič, andM. Čerček. Contrib. Plasma Phys.50 (2010) 12.
2. V.Tz. Gurovich, J.Z. Gleizer, Yu. Bliokh, and Ya.E. Krasik. Physics of
Plasmas.13 (2006) 073506.
3. В.Г. Шпак. Электрофизика на Урале: четверть века исследований.
Институт электрофизики УрО РАН, Екатеринбург, 2011.
4. R.E. Lundgrent, C. Susskindt, J.R. Woodyardt. IRE Transactions on
Electron Devices.8 (1961) 489.
5. C.-H. Nam, N. Hershkowitz, M.H. Cho, T. Intrator, and D. Diebold. J. Appl.
Phys. 63 (1988) 5674.
6. A.N. Curren. IEEE Transactions on Electron Devices. ED-33 (1986) 1902
53
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
СТРУКТУРА И ФАЗОВЫЙ СОСТАВ НАПЛАВКИ,
СФОРМИРОВАННОЙ НА СТАЛИ СВАРОЧНЫМ МЕТОДОМ
Райков С.В.1, Капралов Е.В. 1, Ващук Е.С.1,
Будовских Е.А.1, Громов В.Е.1, Иванов Ю.Ф.2,3, Соснин К.В.1
1
Сибирский государственный индустриальный университет, Россия
654007, Кемеровская область, г. Новокузнецк, ул. Кирова, 42;
2
Институт сильноточной электроники Сибирского отделения РАН,
Россия, 634055, г. Томск, пр. Академический, 2/3;
Национальный исследовательский Томский политехнический
университет, Россия, 634050, г. Томск, проспект Ленина, дом 30
[email protected]
В процессе эксплуатации машин и механизмов их детали работают в
жестких условиях контактирования с различными агрессивными средствами и
абразивными веществами, вызывающими интенсивный износ рабочих
поверхностей. Для защиты металлов и сплавов от изнашивания, коррозии,
высокотемпературного окисления и других внешних воздействий используются
плазменные [1–5], лазерные [6, 7], электронно-лучевые [8–10] и другие методы
нанесения покрытий с высоким уровнем требуемых свойств. В современной
промышленности для упрочнения поверхностей деталей широко применяется
электродуговая наплавка с использованием порошковой проволоки, которая
нашла наибольшее использование для получения износостойких поверхностей
[11, 12]. За счет содержания в порошковой проволоке добавок легирующих
элементов обеспечивается надежная зашита расплавленного металла от
воздействия воздуха и механические свойства покрытий. Целью работы явился
анализ структуры и фазового состава наплавки, сформированной на
низкоуглеродистой слаболегированной стали сварочным методом.
В качестве материала исследования использовали сталь Хардокс 400,
элементный состав которой приведен в таблице 1. На поверхности стали
сварочным методом формировали толстые (до 10 мм) наплавочные слои.
Элементный состав сварочной проволоки, использованной для формирования
наплавленного слоя, приведен в таблице 1. Наплавку проводили в среде
защитного газа состава Ar 82 %, CO2 18 % при сварочном токе 250…300 А и
напряжением на дуге 30…35 В.
Таблица 1 – Химический состав наплавки
(остальное Fe, вес. %)
Химический
С
Si
Mn P
N
B
S
Mo Cr
Nb
элемент
Сталь Hardox
0,18 0,70 1,6 0,01 0,004 0,025 0,01 0,25 ----400
Сварочная
проволока
2,6 0,6 1,7 ----- ------ 2,2
----- ----- 14,8 4,7
SKA 70-G
54
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Исследования структуры и фазового состава наплавленного слоя
осуществляли
методами
сканирующей
(прибор
PhilipsSEM-515
с
микроанализатором EDAXECONIV) и просвечивающей (прибор ЭМ-125)
электронной микроскопии, рентгеноструктурного анализа (дифрактометр
ДРОН-7).
Исследования наплавленного на сталь слоя (исследования выполнены в
сечении наплавки, параллельном поверхности стали) выявили морфологически
сложную структуру, характерное изображение которой приведено на рис. 1, а.
Прежде всего, обращает на себя внимание присутствие большого числа
включений ограненной формы (рис. 1, а). Размеры включений изменяются в
пределах от 1 мкм до 5 мкм. Вторым морфологическим элементом
наплавленного слоя является структура дендритной кристаллизации (рис. 1, а,
б) и ячеистой кристаллизации (рис. 1, б, в). Размеры ячеек изменяются в
пределах от 0,3 мкм до 0,8 мкм. Ячейки разделены прослойками, толщина
которых (50…100) нм. Микрорентгеноспектральный анализ участков наплавки,
обозначенных на рис. 1, в рамками, показал, что частицы ограненной формы
обогащены атомами ниобия и хрома (рис. 1, в, область 2); области дендритной
и ячеистой кристаллизации (рис. 1, в, области 1 и 3) обогащены атомами
железа, хрома и углерода. Особенностью структуры ячеистой кристаллизации,
также сформированной преимущественно атомами железа, является наличие
большой концентрации атомов углерода и хрома (рис. 1, в, область 3). В
количественном отношении данные результаты приведены в табл. 2.
Рис. 1. Структуры наплавки, формирующейся на поверхности стали.
Сечение, параллельное поверхности наплавки. Рамками на (в) выделены
участки микрорентгеноспектрального анализа материала
Таблица 2 – Результаты микрорентгеноспектрального
наплавки, сформированной на поверхности стали
Легирующий элемент, вес. %
Спектр
C
Si
Ti
Cr
Mn
Область 1 3,7
1,4
0,0
8,0
1,4
Область 2 0,0
0,0
1,0
6,50
0,0
Область 3 4,0
0,7
0,0
13,0
1,7
55
анализа структуры
Fe
85,5
7,0
80,6
Nb
0,0
85,5
0,0
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Фазовый состав поверхностного слоя наплавки изучали методами
дифракции рентгеновских лучей (рис. 2). Результаты рентгеноструктурного
анализа, приведенные в табл. 3 и табл. 4, показывают, что основной фазой
исследуемой наплавки является α-железо (ОЦК кристаллическая решетка, а =
0,2874 нм). Параметр кристаллической решетки α-Fe несколько выше, чем у αFe, не содержащего легирующих элементов (а0 = 0,28668 нм [13]), что может
быть связано с наличием в твердом растворе на основе α-Fe атомов углерода.
Рис. 2. Участок рентгенограммы, полученной с поверхностного слоя
наплавки. Указаны дифракционные максимумы вторых фаз
Таблица 3 – Результаты фазового анализа поверхностного слоя наплавки
Объемная доля, %
α-Fe
Fe3C
NbC, Cr3C2
Fe3B
60
10
20
10
Таблица 4 – Результаты анализа структуры α-Fe поверхностного слоя
наплавки
Параметр
Размер
Микроискажения
кристаллической областей
кристаллической
решетки, a, нм
когерентного
решетки (∆d/d)
рассеяния, D, нм,
30,0
0,2874±0,0001
0,0010±0.0005
Упрочняющими фазами исследуемой наплавки, выявленными методами
рентгеноструктурного
анализа,
являются
карбид
железа
состава
Fe3C(цементит), объемная доля которого 10 %, карбиды ниобия и хрома состава
NbC иCr3C2 (суммарная объемная доля данных карбидов 20 %) и борид железа
состава Fe3B, объемная доля которого 10 % (табл. 3). Следует отметить, что
56
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
данные фазы являются ожидаемыми, так как в состав наплавки входят (кроме
железа), в сравнительно большом количестве, углерод, бор, ниобий и хром (см.
табл. 1).
Локальный анализ фазового состава наплавки, морфологию и размеры
частиц вторых фаз изучали методами электронной дифракционной
микроскопии. В качестве объектов исследования использовали экстрактные
угольные реплики, снятые с травленой поверхности наплавки. В результате
индицирования микроэлектронограмм выявлены рефлексы следующих фаз:
Fe3C; NbC; Cr3C2; Cr7C3; Cr2B; FeB; (Fe, Si)3B. Размеры экстрагированных
частиц изменяются в пределах от 15 нм до 300 нм. Форма частиц глобулярная
или пластинчатая (игольчатая). Следует отметить, что на темнопольных
изображениях частиц пластинчатой (игольчатой) формы в большинстве случаев
выявляется крапчатый контраст. Это может означать наличие у таких частиц
наноразмерной (в пределах 10 нм) субструктуры.
Выполненные в настоящей работе исследования показывают, что
наплавка, сформированная на низкоуглеродистой слаболегированной стали
Hardox 400, является многофазным материалом и представлена зернами
твердого раствора на основе α-железа, субмикро- и наноразмерными частицами
карбидов железа (Fe3C), ниобия (NbC) и хрома (Cr3C2, Cr7C3), боридов железа
(FeB, Fe3B), боросилицидов железа (B(Fe, Si)3) и карбоборидов хрома (Cr7ВC4).
Следует ожидать, что формирование субмикро- и наноразмерной структуры
кристаллизации α-фазыи выделение большого объема (~40 %) высокопрочных
частиц карбидных и боридных фаз будет способствовать формированию
высоких значений твердости и износостойкости системы «наплавка / сталь».
«Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках
научного проекта № 13-02-12009 офи_м, госзадания Минобрнауки №
5.3832.2011 и ФНИ СО РАН (проект № II.9.5.2)».
СЛАБОТОЧНЫЙ ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ ЕМКОСТНОЙ РАЗРЯД
(ВЧЕР) С ЖИДКИМИ ЭЛЕКТРОДАМИ
Гайсин Ал.Ф., Абдуллин И.Ш., Гасимова Л.Ш.
Казанский национальный исследовательский технический университет
им. А.Н. Туполева
Россия, Республика Татарстан, г. Казань, ул. Карла Маркса, 10
Е-mail: [email protected]
Казанский национальный исследовательский технологический университет
Россия, Республика Татарстан, г. Казань, ул. Карла Маркса, 68
Высокочастотная плазма ВЧЕР пониженного давления между твердыми
электродами широко используется для модификации поверхности материалов
органической и неорганической природы. ВЧЕР позволяет проводить очистку,
полировку поверхности, нанесение тонкопленочных покрытий, упрочнение
поверхностного слоя, повышение усталостной прочности, износостойкости и
срока службы материалов и изделий.
57
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
В настоящее время большое количество экспериментальных работ
посвящено исследованию характеристик электрических разрядов постоянного
тока в жидкости и в газах с жидкими электродами [1-5]. Однако
экспериментальных данных высокочастотных емкостных разрядов с жидкими
электродами очень мало. Из анализа немногочисленных экспериментальных
работ следует, что исследования ВЧЕР с жидкими электродами приведут к
новым научным результатам и откроют новые технологические возможности
[6]. Неравновесная плазма ВЧЕР с жидкими электродами более сложна, чем
плазма электрических разрядов постоянного тока. Существенная сложность
плазмы ВЧЕР означает, что фундаментальное понимание их физики остается
пока недоступным. Основной причиной является ограничение числа
подходящих для диагностики методов.
Целью работы является экспериментальные исследования формы,
структуры и спектральных характеристик слаботочной ВЧЕР с непроточными и
капельно-струйными электролитическими электродами в диапазоне давления
Р = 103-105 Па, напряжения U = 1-15 кВ и тока разряда I = 0,7-10 А, длины
межэлектродного расстояния между медной трубкой и поверхностью
непроточного электролита l = 4-7 мм, длины струйного электролита
lc = 10-40 мм и диаметра струи электролита dc= 2-5 мм.
Краткое описание экспериментальной установки для исследования ВЧЕР
с капельно-струйными электролитами приведено [6].
Исследования слаботочной ВЧЕР с жидкими электродами проводилась на
экспериментальной установке с спектрометром USB4000 компании OceanOptics
с оптоволоконным вводом излучения. Спектрометр и световод оптимизированы
на диапазон волн 190-410 нм. Фотоприемная матрица спектрометра (CCD)
имеет 3648 элементов на весь спектральный диапазон. Корректировка длины
волны производилась по ртутной лампе, а корректировка чувствительности по
фотометрическому калиброванному источнику DN 2000 (дейтериевая лампа).
Изображение разряда при помощи линзы, изготовленной из плавленого кварца,
проецировалась на плоскость размещения торца световода. Излучение разряда
снималось через кварцевое окно, расположенное на стенке плазменной камеры.
Сканирование торца световода по X и Z координатам по плоскости
изображения позволило контролировать зону разряда для возможности
построения пространственных характеристик. Перед линзой устанавливалась
диаграмма, регулирующая собираемый световой поток.
Экспериментальные исследования ВЧЕР между медной трубкой и
непроточным электролитом проводились в диапазоне Р = 2,4-100 кПа.
Структуры и фотографии ВЧЕР представлены на рис. 1. При средних давлениях
Р = 2,4 кПа между электролитическим и металлическим электродами (рис. 1а)
наблюдается диффузный, слаботочный ВЧЕР, который чуть заметен на
поверхности твердого электрода. Сплошное пятно на поверхности электролита
(техническая вода) имеет слабый синий цвет. С ростом давления от 2,4 до
2,7 кПа появляется плазменный столб (ПС) слабо синего цвета. Диаметр пятна
на поверхности электролита при Р = 2,7 кПа, I = 0,8 Аравен 20 мм. Плотность
58
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
тока на электролите совпадает с нормальной плотностью тока. С дальнейшим
ростом тока при Р = 2,7 кПа, l = 25 мм происходят структурные изменения
ВЧЕР между электролитическим и металлическим электродами. Если при
малых токах разряд отрывается от поверхности электролита (рис. 1б и 1в), то с
увеличением тока при Р = 2,7 кПа плазменный столб расширяется в
направлении электролита. При Р> 2,4 кПа, l = 12 мм и I = 580 мА напряжение
разряда составляет 395 В. С ростом тока разряда до 1000 мА в межэлектродном
промежутке образуется плазменный столб ПС (рис. 1г). Основание конуса на
поверхности электролита шире, чем вблизи металлического электрода.
Плазменный столб имеет фиолетовый цвет. С ростом тока и давления диаметр
ПС уменьшается вблизи металлического электрода, а у электролита
расширяется (рис. 1д). С дальнейшим ростом давления от 2,7 до 13,3 кПа и при
больших l = 25 мм происходит расщепление ПС вблизи электролита, а на его
поверхности появляются распределенные пятна. При атмосферном давлении их
размеры существенно уменьшаются, и распределенные пятна становятся почти
точечными (рис. 1е) на поверхности электролита.
Рис. 2. Структуры ВЧЕ (а-е) паровоздушного разряда между медной трубкой
и поверхностью непроточного электролита при P = 104 Па, l = 7 мм, U = 5 кВ и
I=5А
Особенности горения ВЧЕР вдоль струи электролита представлены на
фотографиях рис. 2. Анализ экспериментальных данных показал, что при
пониженных давлениях (Р ≥ 3·103 Па) увеличение напряжения источника
питания до 2000 В приводит к интересным особенностям. Как видно из
фотографии рис. 2а точечные пятна наблюдаются вне струйного
электролитического электрода. С течением времени Δt = 0,04с размеры
свечения объемного разряда вне струйного электролита увеличивается, а
вблизи воронки наблюдается неоднородное пятно с фиолетово-голубоватым
цветом (фотография рис. 2б). С ростом времени до Δt = 0,08 с объемный разряд
приближается к медной трубке (фотография рис. 2в), а через Δt = 0,12 с
прилипает к струе электролита (фотография рис. 2г). Объемный разряд имеет
шарообразную головку с желтым свечением. От головки распространяется
диффузионный хвост в сторону проточной электролитической ячейки. На
фотографии рис. 2д показан объемный ВЧЕР прилипает к струе электролита,
которую охватывает тонкое пятно синего цвета. Как видно из фотографии
рис. 2е, по бокам медной трубки в перпендикулярном направлении горят
четыре разряда. Они имеют зеленый цвет с белым контрагированными пятнами
на поверхности медной трубки. Зеленый цвет обусловлен распылением частиц
59
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
медной трубки ионной бомбардировкой приэлектродном слое ВЧЕР с
струйным электролитом. Поскольку в газовом промежутке появляется
некомпенсированный положительный заряд, электронейтральная плазма
обладает неким постоянным положительным потенциалом по отношению к
электродам. Он равен среднему за период потенциалу плазмы (потенциалы
электродов в среднем равны нулю). Это замечательное свойство ВЧЕР лежит в
основе всех его приложений для ионной обработки материалов. Ионы,
вылетающие из плазмы, вследствие всегда существующего теплового движения
ускоряются в постоянном среднем поле и бомбардируют один из электродов.
Появление указанных разрядов обуславливается разрядным фоном, которую
создает медная трубка. Название «стримерные разряды» принято условно.
а
б
в
г
д
е
Рис. 2. Фотографии структуры ВЧЕР с струйным электролитом при
Р = 2·104 Па, υ = 0.9 м·с-1,lс = 20 мм, dc = 3 мм: а – U = 1900 В;
б, в, г – U = 2000 В; д – Р = 3·103 Па, U = 2000 В; е – Р = 3·103 Па, U = 2500 В
Рис. 3. Спектры в УФ-диапазоне для ВЧЕР с струйным электролитом при
атмосферном давлении lс = 50 мм, dc = 3 мм и U = 4000 В: спектр 1 – электролит
(насыщенный раствор хлористого аммония и 10% раствора аммиака в
технической воде); спектр 2 – электролит (насыщенный раствор хлористого
аммония в технической воде)
Интенсивное распыление поверхности медной трубки подтверждают
также спектральные исследования ВЧЕР с струйным электролитом при
атмосферном давлении (рис. 3). Для спектрального исследования были
использованы различные составы и концентрации электролита. Анализ
спектров рис. 3 показывает, что в интервале длин волн 305-324 нм в УФ
диапазоне наблюдаются линии ОН. Интенсивность линий ОН для электролита
60
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
из насыщенного раствора хлористого аммония +10% раствора аммиака в
технической воде выше (кривая 1), чем электролита из раствора хлористого
аммония в технической воде (кривая 2). В интервале длин волн 324-327 нм
наблюдаются интенсивные свечения линии меди (рис. 3).
ЛИТЕРАТУРА
1.
Ю.П. Райзер. Физика газового разряда.М.: Наука, 1987. 588 с.
2.
P. Bruggman, L. Chryphe. Non-thermal plasma in liquids and in contact
with liquids: (review article). J. Plys.D: Appl.Phys.42 (2009)053001 (28pp).
3.
P. Bruggman, Van Slycken J., J. Degroote, J. Vieranduls, P. Verleysen
and C. Leys. De electrical breakdown in a metal Pin-Water electrode system
IEETrans. PlasmaSci.36. 2008. 1138-9.
4.
А.Ф. Гайсин, И.Ш. Абдуллин. Особенности высокочастотного
емкостного разряда (ВЧЕР) при пониженных давлениях с металлическим
электродом, погруженным в электролит // Вестник КТУ. 2013. № 19. С. 301304.
5.
Ал.Ф. Гайсин, И.Ш. Абдуллин, А.Х. Галеев, И.А. Гришанова, О.С.
Мигачева. Высокочастотный емкостной разряд (ВЧЕР) с капельно-струйным
электролитом и проточной электролитической ячейкой // Вестник КТУ. 2013.
№ 19. С 304-307.
6.
Гайсин Ал.Ф. // Теплофизика высоких температур. 2013. Т. 51. № 6.
С. 1.
СИЛЬНОТОЧНЫЙ ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ ЕМКОСТНОЙ
РАЗРЯД (ВЧЕР) С ЖИДКИМИ ЭЛЕКТРОДАМИ
Ал.Ф. Гайсин, Абдуллин И.Ш., Гасимова Л.Ш.
Казанский национальный исследовательский технический университет
им. А.Н. Туполева-КАИ
Россия, Республика Татарстан, г. Казань, ул. Карла Маркса, 10
Е-mail: [email protected]
Казанский национальный исследовательский технологический университет
Россия, Республика Татарстан, г. Казань, ул. Карла Маркса, 68
Известно, что эффективным методом модификации различных
материалов является обработка в плазме высокочастотного емкостного разряда
между твердыми электродами [1, 2 и др.]. Это вид разряда характеризуется
следующими
параметрами.
В
разряде
концентрация
электронов
17
19
3
ne = 10 -10 м , температура электронов Те = 1-3 эВ, температура тяжелых
частиц Ti = 0,27 эВ. Плазма высокочастотного емкостного разряда между
твердыми электродами позволяет обрабатывать малогабаритные изделия,
порошковые материалы, внутренние и наружные поверхности изделий сложной
конфигурации, органические и неорганические материалы с различным
внутренним составом и структурой [1, 2].
61
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Известно, что если слаботочным ВЧЕР представляет идеальную
возможность для создания простых, компактных и эффективных лазеров [3, 4],
то сильноточный ВЧЕР является полезным для ионной обработки поверхности
материалов и изделий. Однако в настоящее время воздействие неравновесной
плазмы ВЧЕР с жидкими электродами на поверхности материалов практически
не изучено. Не установлены физическая сущность процесса модификации и
влияние
структурно-фазовых
изменений
на
свойства
материала.
Немногочисленные исследования ВЧЕР с жидкими электродами показывают,
что этот вид разряда обладает большими возможностями по сравнению ВЧЕР
между твердыми электродами [5, 6]. Использование неравновесной плазмы
слаботочного и сильноточного ВЧЕР с жидкими электродами несомненно
открывают новые возможности практического использования [5, 6].
Целью данной работы является изучение сильноточного ВЧЕР с жидкими
электродами в широком диапазоне давления Р = 2·103-105 Па с струйным и
непроточным электролитами, а также погруженным в электролит
металлическим электродом при Р = 105 Па. Описание экспериментальной
установки для исследования ВЧЕР со струйным электролитом приведено [6].
Исследования особенности ВЧЕР со струйным электролитическим
электродом проводились в диапазоне P =
2·103-105 Па, напряжения
U = 1,5-4 кВ, тока разряда I = 0,7-5 А, длины струи электролита lс= 10-25 мм,
диаметра струи электролита dс = 3-5 мм и скорости движения электролита
ν = 0,9-2 м/с. Размеры стальной пластинки S = 40×40 мм2.
В данной работе исследуется особенности перехода слаботочного
высокочастотного
емкостного
разряда
в
сильноточной
ВЧЕР
с
электролитическими электродами. Поэтому для сравнения следует отметить
особенности горения ВЧЕР между твердыми электродами. В случае
сильноточного ВЧЕР между твердыми электродами возникает диффузионное
свечение промежутка, а около электродов газ практически не светится [3].
Главной особенностью сильноточного ВЧЕР является то, что на твердом
электроде происходит кратковременная вторичная электронная эмиссия
электронов. Около катода возникает катодный слой, как и в тлеющем разряде.
Факт существования двух форм ВЧЕР между твердыми электродами, их
свойства, закономерности перехода из одной формы в другую при
P = 10-100 Тор подвергалась детальному исследованию [3, 4].
Ниже представлены результаты экспериментального исследования
перехода слаботочного в сильноточный ВЧЕР с струйным и непроточным
электролитом. Из рис. 1а видно, что при P = 2000 Па и U = 1000 В горит
слаботочный ВЧЕР, где пятно охватывает медную трубку и струю электролита.
С ростом напряжения от 1000 до 1500 В форма разряда меняется (рис. 1б).
Горит диффузный ВЧЕР с неоднородным темно-сиреневым цветом между Uобразным пятном на поверхности медной трубки струи электролита и
проточным электролитом. В плазменном столбе (ПС) наблюдаются точечные
пятна. С увеличением напряжения от 1500 до 2000 В неоднородность ПС
диффузного ВЧЕР существенно увеличивается. Это объясняется тем, что на
62
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
поверхности медной трубки появляются «стримерные разряды», которые
имеют белые концентрированные пятна с диаметром 2-3 мм на поверхности
медной трубки и хвост зеленого цвета [6]. Это название принято условно в
связи с тем, что они очень похожи на стримеры в процессе развития
электрического пробоя как и в [6]. Эти разряды разрывают U-образное пятно на
поверхности медной трубки (рис. 1в и г). Выявлено, что «стримерные разряды»
в данном случае в отличие от [6] наблюдаются без фона с другими медными
элементами разрядной камеры. Установлено, что «стримерные разряды»
способствуют переходу в сильноточный ВЧЕР (рис. 1д и е). Переход в
сильноточный ВЧЕР происходит при U = 2500 В. Обнаружено, что
«стримерные разряды» наблюдаются так же в случае сильноточного ВЧЕР
(рис. 1е и ж). В данном случае «стримерные разряды» существенно отличаются
размерами, чем в слаботочном ВЧЕР. Диффузный хвост «стримерного разряда»
расслаивается с различными интенсивностями излучения и имеет белый,
желтый и зеленый цвета. Если в случае слаботочного белое пятно на
поверхности медной трубки составляет ~2-3 мм, то в случае сильноточного
ВЧЕР достигает до ~5-6 мм. Если происходит обратный переход от
сильноточного ВЧЕР в слаботочный «стримерный разряд» отделяется от
поверхности медной трубки и струйного электролита (рис. 1з).
На фотографиях рис. 2 представлен переход слаботочного ВЧЕР в
сильноточный с струйным электролитическим электродом при атмосферном
давлении. Струя электролита из 3% раствора NaCl служит электродом. Как
видно из рис. 2а, вдоль поверхности верхней половины струи наблюдаются
точечные пятна, а в месте пересечения струйного электролита с воронкой
электролита, который образует сама струя горит слаботочный ВЧЕР. В данном
случае горит ВЧЕР между струей электролита и поверхностью электролита
внутри воронки. С ростом величины U от 1000 до 1500 В появляются
пульсирующие струи плазмы 1, 2 и 3 с края воронки электролита. Это
объясняется тем, что слаботочный ВЧЕР начинает гореть между струей
электролита и медной поверхностью внутри воронки. Если величину U
увеличить еще больше от 1500 до 2000 В поверхность медной пластинки
начинает распыляться. Это приводит к одновременной очистки и полировки
поверхности медной пластины внутри воронки с использованием слаботочной
ВЧЕР с струйным электролитом. Распыление поверхности меди
подтверждается тем, что наблюдается интенсивное зеленое свечение в
плазменных струях 1, 2 и 3. С дальнейшим ростом напряжения от 2000 до
2500 В происходит переход слаботочного ВЧЕР с струйным электролитом в
сильноточный ВЧЕР (рис. 2г). Сильноточный ВЧЕР горит между струей
электролита и проточным электролитом. С увеличением величины напряжения
от 2500 до 3000 В наблюдается переход сильноточного ВЧЕР со струей
электролита в факельную форму (рис. 2д).
На рис. 3 представлен переход слаботочного ВЧЕР с стальной
пластинкой, погруженным в непроточный электролит при Р = 105 Па. При
небольших U = 2000 В слаботочный ВЧЕР наблюдаются с правой стороны
63
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
стальной пластинки с образованием поперечных волн на поверхности
электролита. С ростом величины U от 2000 до 5500 В происходит
скачкообразный переход слаботочного разряда с нижней части стальной
пластины в сильноточный ВЧЕР (рис. 3б). Если увеличить напряжение еще
больше от 5500 до 6000 В, то сильноточный ВЧЕР между стальной пластинкой
и непроточным электролитом охватывает всю поверхность пластины (рис. 3в).
Такой сильноточный разряд можно использовать для модификации
поверхности материалов.
а
б
в
г
д
е
ж
з
Рис. 1. Фотографии перехода слаботочного в сильноточный ВЧЕР с
струйным электролитическим электродом при Р = 2000 Па, lс = 20 мм, ν = 0,9
м/с. Электролит – 3%-ый йодированный раствор NaCl в технической воде:
а) U = 1000 В; б) U = 1500 В; в) U = 2000 В; г) U = 2100 В; д) U = 2500 В;
е) U = 2600 В; ж) U = 2700 В; з) U = 2400 В
а
б
в
г
д
Рис. 2. Фотографии перехода слаботочного в сильноточный ВЧЕР с
струйным электролитическим анодом при атмосферном давлении, lс = 20 мм, ν
= 0,9 м/с.Электролит – 3%-ый йодированный раствор NaCl в технической воде:
а) U = 1000 В; б) U = 1500 В; в) U = 2000 В; г) U = 2500 В; д) U = 3000 В
а
б
в
Рис. 3. Фотографии перехода слаботочного в сильноточный ВЧЕР с
стальным электродом, погруженным в непроточный электролит при Р = 105 Па.
Электролит – 3%-ый йодированный раствор NaCl в технической воде:
а) U = 2000 В; б) U = 5500 В; в) U = 6000 В.
64
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1.
И.Ш. Абдуллин, В.С. Желтухин, И.Р. Сагбиев, М.Ф. Шаехов.
Модификация нанослоев в высокочастотной плазме пониженного давления.
Казань: Казан. гос. технол. ун-т, 2007. 354 с.
2.
И.Ш. Абдуллин, В.С. Желтухин, Н.Ф. Кашапов Высокочастотная
плазменно-струйная обработка материалов при пониженных давлениях.
Теория и практика применения. Казань: Казан. гос. технол. ун-т, 2000. 348 с.
3.
Ю.П. Райзер Основы современной физики газоразрядных процессов.
М.: Наука, 1980. 414 с.
4.
Ю.П. Райзер Физика газового разряда. М.: Наука, 1987. 588 с.
5.
P. Bruggman, L. Chryphe. Non-thermal plasma in liquids and in contact
with liquids: (review article). J. Plys.D: Appl.Phys.42 (2009)053001 (28pp).
6.
Ал.Ф.
Гайсин.
Некоторые
особенности
развития
высокочастотного
емкостного
разряда
между
капельно-струйным
электролитическим электродом и проточной электролитической ячейкой //
ТВТ. 2013. Т. 51. № 6. С. 1.
ПЕРИФЕРИЙНАЯ ОБЛАСТЬ ПОЛОЖИТЕЛЬНОГО СТОЛБА
ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА В ЭЛЕКТРООТРИЦАТЕЛЬНЫХ ГАЗАХ
Головицкий А.П.
Санкт-Петербургский государственный политехнический университет,
Россия, 195251, Санкт-Петербург, Политехническая ул., 29,
[email protected]
Характерным свойством плазмы положительного столба (ПС)
электроотрицательных (ЭО) газов является ее поперечное к протеканию тока
расслоение на области разного ионного состава. Периферийная область
(«оболочка») почти не содержит отрицательных ионов (ОИ) и представляет
электрон-ионную (e-i) плазму, в которой имеет место близкий к амбиполярному
режим диффузии и наличие поперечного электрического поля E x . В
центральной области («сердцевине») концентрации ионов — и отрицательных
nn , и положительных n p — намного превышают концентрацию электронов ne ,
т.е. плазму можно назвать ион-ионной (i-i).В ней поперечное поле E x мало,
близко к нулю, и имеет место близкая к свободной диффузия электронов при
почти плоском профиле их концентрации (см. например, [1 – 6]).
Но в названных теоретических работах вопрос о поведении профилей
концентраций заряженных частиц в «оболочке» был проанализирован лишь в
пренебрежении ионной диффузией. Концентрация ОИ в «оболочке» полагалась
близкой к нулю, апрофиль ne от стенки полагался синусоидальным (см. ниже).
Целью данной работы является получение аналитических выражений,
адекватно описывающих профили nn и ne в «оболочке», а также толщину
оболочки, в том числе и при конечной ионной диффузии. Это важно для оценок
65
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
скорости ионизации и продольного поля в ПС ЭО разряда, так как эти
величины определяются диффузионным уходом электронов из оболочки на
стенку.
Введем следующие обозначения: ν i , ν a , ν d — частоты ионизации,
прилипания
и
отлипания;
*
;
ν = ν i / Dap
*
;
α = ν a / Dan
*
;
β = ν d / Dan
*
*
*
= Dap
/µ;
Dap
= µ pTe /(exW2 ) ; Dan
µ = µ p / µ n ; T j , µ j — температуры и
подвижности и частиц j − го сорта;индексы e, p, n соответствуют электронам,
положительным и отрицательным ионам; xW — абсолютная координата стенки;
X = x / xW — поперечная безразмерная координата; X 0 — безразмерная
координата границы раздела e-i– и i-i– плазм; τ = Ti / Te ; ne0 — электронная
X = 0;
концентрация
в
центре
плазмы
при
n( X ) = ne ( X ) / ne0 ;
N ( X ) = nn ( X ) / ne0 . Исходные уравнения [5]:

N

− ∆N τ + ∇ ∇n  = αn − βN ;
.
n


P 
− ∆Pτ − ∇ ∇n  = νn 

n

(1)
В отличие от сердцевины разряда, в оболочке можно принять N << n ≈ P ,
а ввиду сильного поля там можно пренебречь ионной диффузией [1]. В [5]
показано, что в оболочке ∆n ≈ − (α + ν)n и при граничном условии n(1) = 0
(2)
n( X ) ≈ n1 sin[ ν + α (1 − X )]
в плоской геометрии (ПГ). В [5] также показано, что при α >> 1 оболочка
будет тонкой, поэтому (2) верно и для цилиндрической геометрии (ЦГ). Из (1)
Y
тогда следует N n′ ≈ α ∫ n(Y )dY , (где Y = 1 − X ), откуда получим:
n
0
αn1
[ tg(Y ν + α ) − sin(Y ν + αY )] .
(3)
ν+α
π 1
, N ( X ) → ∞ , тогда как n′( X ) → 0 , и
При X →1 − δ , где δ =
2 ν+α
поперечное поле E x → 0 . Последнее позволяет при τ → 0 полагать X 0 = 1 − δ
границей раздела i -i иe-i– плазм [5], ибо поле E x уносит ОИ из оболочки в
сердцевину, а обратно в отсутствие ионной диффузии они двигаться не могут.
Согласно (2) n′(1) ≈ −n1 ν + α . С другой стороны, из уравнений (26) и
N (Y ) ≈
ν 1
dn
(29) из [5] следует
≈−
n( X ) X γ dX (где γ = 0 в ПГ и γ = 1 в ЦГ).
∫
dX X =1
1+ τ 0
При α >> 1 даже при τ > 0 n( X ) в сердцевине мало отличается от 1, и
сердцевина дает основной вклад в интеграл; оболочка же тонкая. Тогда
ν
,
(5)
n′(1) ≈ −
(1 + τ)(1 + γ )
66
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ν
.
(6)
(1 + τ)(1 + γ ) ν + α
Выражение (5) дает значения n′(1) , хорошо соответствующие
вычислительному эксперименту (далее ВЭ; о нем см. [5]) — табл. 1 (для α = 25 ,
β = 1 , ПГ).
Таблица 1
Как видно из
X0
n′(1)
n′(1)
n1
X0
1 − δ табл. 1, величина
τ
ν
ВЭ
(5)
(6) ВЭ
(8)
может
n1 при τ > 0.01
1е-3 6.15 –5.44 –6.14 1.1 0.76 0.84 0.72
существенно
единицу.
0.01 7.63 –6.77 –7.55 1.3 0.86 0.87 0.73 превзойти
Математически это не
0.05 13.65 –12.01 –13.0 2.1 0.94 0.923 0.75
противоречит
ни
0.1
20.67 –17.12 –18.8 2.78 0.97 0.95 0.77 уравнению для n( X ) в
оболочке, которое однородно, ни его решению (2). Но по определению n( X ) ≤ 1
для любого X , поэтому при сшивке n( X ) на границе оболочка – сердцевина
величина n( X ) должна быть ограничена сверху. Следовательно, n( X ) при
τ > 0 не доходит до максимума синусоидальной зависимости (2), толщина
оболочки получается меньшей, чем величина δ , а зависимость n( X ) в оболочке
при τ > 0.01 оказывается близкой к линейной т.е.
ν
,
(7)
n( X ) X > X 0 ≈ (1 − X )
α >> β
(1 + τ)(1 + γ )
что подтверждается ВЭ (см. рис. 1, а). Физически линейность n( X ) в
оболочке обусловлена диффузионным проникновением ОИ со стороны i-iплазмы в оболочку и с нейтрализацией ими поля в оболочке у границы с
сердцевиной, т.е. вблизи максимума синусоидальной зависимости (2) — там где
поле E x слабо.
n1 ≈
Рис. 1. Профили
концентраций
при
α =25, β =1, ПГ:a –
n( X ) , ВЭ, τ = 0.005 (1);
0.01 (2); 0.05 (3); 0.1 (4);
b – N ( X ) ВЭ при τ =
0.005 (1); 0.01 (2); 0.05
(3); 4 – зависимость (9)
Оценим величину X 0 . Так как при τ ≥ 0.01 в оболочке для n( X ) можно
принять линейную зависимость (7), то X 0 в первом приближении можно
рассчитать какабсциссу точки пересечения этой зависимости с единицей, так
67
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
как в сердцевине при сильной электроотрицательности (при α >> 1 ) n( X ) ≈ 1 ;
тогда
(1 + τ)(1 + γ )
X0 ≈1−
.
(8)
ν
При τ ≥ 0.005 формула (8) обеспечивает весьма неплохое согласие с ВЭ
(см. табл. 1). Величина X 0 оказывается гораздо меньше δ ; в таком случае
для N ( X ) в оболочке вместо (3) можно принять
αν
(9)
N (Y ) ≈
(1 − X ) 3
2(1 + τ)(1 + γ )
(см. рис. 1, b). Лишь при нереально малых τ (порядка 0.001 и меньше)
соответствие (9) и ВЭ ухудшается; лучшие результаты тогда дает формула
X 0 ≈ 1 − δ из [5]. Величины ν в табл. 1 взяты из ВЭ, однако для оценок ν
можно воспользоваться и формулами (20) или (21) из [6], результаты
оказываются близкими.
*
Интересно выяснить физический смысл величины Dap
= Dap / xW2 ,
входящей в состав ν , α и β . Формально Dap = Te µ p / e совпадает с
коэффициентом амбиполярной диффузии двухкомпонентной ЭП плазмы, но на
первый взгляд не вполне ясно, какое отношение он имеет к изучаемой ЭО
плазме, к которой в целом понятие амбиполярной диффузии неприменимо.
Впрочем, в оболочке e-i-плазмы ОИ практически отсутствуют, имеет место
направленное к стенке совместное движение электронов и положительных
ионов, а их эффективные коэффициенты диффузии Daj = −
Γj
dn j / dx
( j = e, p )
совпадают по величине [3, 7], поэтому в оболочке можно принять аналогию
*
амбиполярной диффузии (впервые на это указано в [1]). Тогда Dap
можно
*
вычислить как Dap
=−
Γp
xW2 dn p / dx
.
Попадающий в оболочку поток положительных ионов нарабатывается в
x0
сердцевине: Γ p = ν i ∫ ne ( x) x γ dx ( x0 — абсолютная координата границы между
0
i-i- и e-i-плазмой). В сердцевине n p ≈ nn >> ne и ne ≈ ne0 , а в оболочке
n p ≈ ne >> nn и, в соответствии с (7) и (8),
dn p
dx
≈−
ν i ≈ Dap / Λ2n ,
ne0 . В итоге
xW − x0
(10)
где Λ n = x0 ( xW − x0 ) /(1 + γ ) (для ЦГ xW равно радиусу трубки). По
внешнему виду (10) сходно с соотношением Шоттки для ЭП плазмы:
ν i = Dap / Λ2 . В математическом плане соотношение (10) для ЭО плазмы,
однако, сложнее, так как, в отличие от шоттковской Λ (равной 2 xW / π для ПГ
68
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
или xW / 2.405 для ЦГ), величина Λ n зависит от ν i , Dap , τ (см. 8)). Стоит,
впрочем, отметить, что, согласно (10), ионизационно-диффузионный баланс
электронов в ЭО плазмах, в отличие от ЭП плазм, определяется не поперечным
размером всей плазмы в целом, а гораздо меньшим средним геометрическим
размеров сердцевины (i-i-плазмы) и оболочки (e-i-плазмы). Еще раз
подчеркнем, что в данной работе рассматривается лишь случай сильной
электроотрицательности, когда α >> 1 , а оболочка тонкая: xW − x0 << xW .
Вследствие тонкости оболочки, т.е. близости x0 и xW , будет Λ n < Λ , а
величины Te и продольного поля E z , которые гипотетически можно
определить из (10) для ЭО разряда, окажутся больше, чем для ЭП разряда при
тех же xW .
ЛИТЕРАТУРА
9, 70.
1. Цендин Л.Д. ЖТФ. 59 (1989). Вып. 1, 21.
2. R.N. Franklin, J. Snell. J. Phys. D: Appl. Phys. 27 (1994), 2102.
3. А.П. Головицкий А.П. ЖТФ. 81 (2011), Вып. 3, 45.
4. Е.А. Богданов, А.А. Кудрявцев, Л.Д. Цендин и др. ЖТФ73 (2003). Вып.
5. А.П. Головицкий, Л.Д. Цендин. ЖТФ. 84 (2014). Вып. 3, 44.
6. А.П. Головицкий. ЖТФ. 84 (2014). Вып. 3, 50.
7. V.N. Volynets, A.V. Lukyanova, A.T. Rakhimovetal. J. Phys. D: Appl.
Phys. 1993. 26 (1993), 647.
ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИЕ РАЗРЯДЫ ВЫСОКОГО
ДАВЛЕНИЯ В СМЕСЯХ ЦЕЗИЯ СО РТУТЬЮ И КСЕНОНОМ,
СТАБИЛИЗИРОВАННЫЕ САПФИРОВЫМИ ОБОЛОЧКАМИ
Градов В.М., Гавриш С.В., Сурдо А.В.
Московский государственный технический университет им. Н.Э.
Баумана, РФ, 107005, г. Москва, 2-я Бауманская, д.5,
e-mail: [email protected]
Рассматриваемые в работе разряды используются в качестве источников
мощного ИК- излучения в диапазоне 1.8 -5 мкм. Необходимым пропусканием
излучения вблизи 5 мкм обладает сапфир, он же имеет высокую стойкость в
атмосфере паров щелочных металлов. Вопросы разработки эффективных
излучателей и оптимизации режимов их функционирования требуют
проведения детальных теоретических и экспериментальных исследований
процессов, протекающих в разрядах данного типа и стабилизирующих их
оболочках. Указанные оболочки - двойные с зазором между ними,
заполненным смесью гелия с неоном.
Вычислительная модель разряда в смеси Cs-Hg-Xe включает уравнения,
описывающие радиационные и теплофизические процессы в плазме в рамках
69
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
приближения локального термодинамического равновесия. Система уравнений
включает уравнение энергии для плазмы и оболочек, уравнения переноса
излучения, газодинамики, диффузии компонент. Модель переноса излучения в
разряде и оболочках строится на основе диффузионного приближения и
приближения Шустера-Шварцшильда [1]. Вся информационная база по
оптическим и теплофизическим свойствам плазмы получена расчетным путем
[2]. Оптические свойства плазмы формировались с учетом непрерывной и
дискретной составляющих. При расчете оптического коэффициента
поглощения принимались во внимание фотоионизация атомарных компонент,
тормозные процессы в полях ионов и атомов, полосы молекул, уширение
спектральных линий допплеровским, резонансным, вандерваальсовским и
штарковским механизмами. Последний вид уширения является основным для
всех нерезонансных линий, при расчетах ширин линий использовалась
неадиабатическая теория. В расчетах состава плазмы, термодинамических
свойств, коэффициентов тепло- и электропроводности плазмы учитывались
эффекты неидеальности, т.к. параметр неидеальности доходит до 0.3
Специфика питания рассматриваемых источников излучения состоит в
том, что они работают при подаче на электроды прямоугольного импульса
напряжения от мощного выпрямителя при помощи транзисторного ключа. В
промежутках между импульсами разряд поддерживается дежурной дугой.
Ниже представлены результаты вычислительных экспериментов с
источником излучения со следующими параметрами: внутренний диметр
разрядной трубки R=11 мм, расстояние между электродами L=35 мм,
начальное давление наполнения ксенона p0 = 0.01 МПа, массовое соотношение
компонент Cs-Hg-Xe 1:1.5:0.65. Частота следования импульсов - 1 кГц, энергия
в импульсе – 1.5 Дж. При этом средняя электрическая мощность, вводимая в
разряд,
равна 1.5 кВт. При такой средней мощности обеспечивается
нормальная работа источника излучения в условиях принудительного
воздушного охлаждения.
Изменение
электрических характеристик (тока и напряжения на
разрядном промежутке) в течение импульса напряжения представлена на
рис.1,2. Видно, что после обрыва импульса напряжения в районе 300 мкс в
результате остывания плазмы напряжение на разрядном промежутке медленно
нарастает до следующего импульса.
Важнейшая характеристика рассматриваемых устройств – спектр
излучения дана на рис.3,4.
Дежурная дуга горит при температуре на оси около 2700 К и средней по
объему температуре примерно 2500 К, т.е. температурный профиль достаточно
равномерный с прогретой периферией разряда. Рабочее давление при этом
составляет 0.31 МПа. В максимуме тока давление плазмы равно 0.46 МПа, при
этом температура на оси достигает 4800 К при средней температуре 3600 К.
При таких параметрах излучение практически целиком формируется цезиевой
компонентой. Видно, что линии в области 3-4 мкм практически растворяются
на непрерывном фоне, зато в видимом диапазоне более четко проявляются
70
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
линейчатая структура. Здесь линии сильно перекрыты и образуют своеобразные
псевдоконтинуумы. Все резонансные линии сильно обращены.
250
140
120
напряжение, В
200
ток, А
150
100
50
100
80
60
40
20
0
0.00E+00
0
0.00E+00 5.00E-05 1.00E-04 1.50E-04 2.00E-04 2.50E-04 3.00E-04 3.50E-04 4.00E-04
2.00E-04
4.00E-04
6.00E-04
8.00E-04
1.00E-03
время, с
время, с
4.00E-02
1.00E+00
спектральный поток излучения, Вт/см2 нм
спектральный поток излучения, Вт/см2 нм
Рис.1. Зависимость электрического Рис.2. Зависимость напряжения разряда
тока от времени
от времени.
3.50E-02
3.00E-02
2.50E-02
2.00E-02
1.50E-02
1.00E-02
5.00E-03
0.00E+00
200
1200
2200
3200
4200
5200
9.00E-01
8.00E-01
7.00E-01
6.00E-01
5.00E-01
4.00E-01
3.00E-01
2.00E-01
1.00E-01
6200
длина волны, нм
0.00E+00
200
1200
2200
3200
4200
5200
6200
длина волны, нм
Рис. 3. Спектральное распределение
потока излучения дежурной дуги на
внутренней поверхности разрядной
трубки
Рис. 4. Спектральное распределение
потока излучения на внутренней
поверхности разрядной трубки в момент
окончания импульса напряжения
t=
285 мкс.
Наличие существенного излучения в видимой и ближней УФ- области
приводит к относительно низкому КПД инфракрасного излучения. Здесь
требуется глубокая оптимизация всех геометрических, электрических и
теплофизических характеристик источников излучения с учетом ограничений
на возможную электрическую мощность по условиям работы оболочек.
Результаты моделирования по всем физическим параметрам плазмы и
эксплуатационным характеристикам источников сравнивались с данными
натурных экспериментов. Удовлетворительное совпадение по всем параметрам,
даже по таким «тонким» характеристикам, как КПД излучения в узких
спектральных
интервалах,
глубина
модуляции
излучения,
кривая
восстановления во времени электрического сопротивления плазменного столба
после прохождения импульса тока, позволяет применять разработанную модель
и соответствующее программно- математическое обеспечение как удобный и
71
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
надежный аппарат для исследования и проектирования эффективных ИКизлучателей и вообще газоразрядных источников высокого давления
различного типа и назначения.
ЛИТЕРАТУРА
1. Я.Б. Зельдович, Ю.П. Райзер. Физика ударных волн и
высокотемпературных гидродинамических явлений. Физматлит, М: 2008. 656 с.
2. Разработка модулируемых цезиевых источников ИК- излучения
повышенной мощности/ Гавриш С.В., Градов В.М., Кобзарь А.И., Кугушев
Д.Н.// Прикладная физика.2010.- №2. – с.85-89.
PHYSICAL PROCESSES IN VOLIERE DISCHARGE PLASMA
Guryanov A.M.
Samara State University of Architecture and Civil Engineering, Russia,
443001, Samara, Molodogvardeyskaya st., 194. E-mail: [email protected]
It is known that δ-processes occur in the glow discharge cathode region at the
Crookes dark space - plasma boundary [1]. They characterize the interaction of fast
electrons with plasma and the effectiveness of the latter. However δ - processes can
not be regarded as a total characteristic of this interaction because of the fact that
some other processes, i.e. f - processes, also occur at the anode boundary of negative
glowing plasma [2]. It would be appropriate to combine δ - processes with f processes to form v - processes but keeping in mind that δ - processes produce the
flow of positive ions from the plasma toward the cathode and f - processes produce
the flow of new electrons from the plasma toward the anode. Here, the coefficient v
fully characterizes the plasma effectiveness and indicates a number of posi tive ions
and electrons emerging from the cathode and anode boundary of ne gative glowing
plasma per one fast electron incoming into the plasma from the cathode side. The
coefficient value v corresponds to the following equation
v = δ + f , v = 2 f −1.
(1)
Having taken measurements directly in the voliere discharge [2] of such
parameters as Vk - cathode fall, rv⋅p - approximated thickness of t he Crookes dark
space, j0 - general density of discharge current and making use of secondary electron
emission coefficient [3] it is possible to define γ - coefficient value for the definite
discharge conditions by means of the following equation
f =
1+ γ
,
γ exp(αrv )
α - the ionization coefficient mean value was defined by method [4].
(2)
The results of fast electrons-plasma interaction investigations with due regard
for v - processes show that the emission of p ositive ions and electrons from the
negative glowing plasma is considerable and to a large extent depends upon the kind
of gas and the discharge conditions.
72
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Vk, rv⋅p, j0 having been measured by experiment , we got the electron je(r) and
the ion ji(r) current density distribution, the currents being formed by v - processes
taking place in the dark space between the cathode and the plasma. The density of the
ion current jiv formed in the negative glowing voliere plasma and incoming onto the
cathode through the dark space and according to the law of c onservation of charge
will be constant.
With due regard for v - processes the distribution je(r), ji(r) and jiv in the dark
space will take on the form
je (r ) = jek exp(αr )
(3)
ji (r ) = jek [exp(αrv ) − exp(αr )]
(4)
jiv =
v −1
jek exp(αrv )
2
(5)
Here r is a variable in the radial direction of the dark space between the plasma
and the rod cathode. The point r = 0 corresponding to the position on the cathode has
been taken as the initial reading one. The ration r = rvcorresponds to the border
between the plasma and the dark space. The value jek is defined by t he following
relation
jek =
γj0
.
1+ γ
(6)
With the voliere discharge abnomality increasing, the place where the ions and
electrons in the cathode region are generally formed changes in a complicated
manner. In argon at the anode voltage rise up to 280 V the values of the electron and
ion currents je and ji in the dark space are increasing more rapidly than those of the
current jiv. But when Ua> 300 V it is c learly seen that jiv is much stronger, i.e. jiv>ji
and jiv>je.
In this case the current jiv has increased to such an extent, that it accounts for a
substantial fraction of the total discharge current j0 in the dark space [4]. The values
of jiv and je are given at r = rv on the border between the plasma and the dark space, as
far as the current ji value is concerned it is given at r = 0, i.e. on the cathode. The
unique dependence of the place where the majority of positive ions are formed on the
discharge abnomality in neon with the iron cathode.
Here from the very be ginning of a bnomality development the current jiv
increases more rapidly against the currents je and ji and in the total high voltage area
jiv>ji and jiv>je. Therefore in this kind of gas the majority of positive ions incoming
onto the cathode are formed by v - processes. In this connection there has been
induced the criterion of the place where the positive ions reaching the cathode and
electrons reaching the anode are generally formed. If
1+ γ
v +1
≥
2
γ exp(αrv )
(7)
it is the voliere plasma, which is considered to be the place where the majority
of positive ions incoming onto the cathode and electrons incoming onto the anode are
formed. If
73
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
v +1
1+ γ
≤
2
γ exp(αrv )
(8)
it is the dark space between the plasma and the cathode.
According to the results of the described investigations the dissipation of fast
electron energy in the voliere discharge plasma occurs over a larger distance than in
general negative glowing plasma. Thus the voliere plasma diameter and volume are
much larger.
It is explained by the fact that with a plane-parallel discharge gap i n the
negative glowing plasma fast electrons collide with the retarding field [5,6] formed
by the space charge of positive ions on the cathode border and by the negative charge
of electrons on the anode border of the negative glowing plasma. Though the
intensity of the given field is not high, it however reduces fast electron total path and
slows down the work on excitation and ionization of neutral particles in the negative
glowing plasma. Fast electrons in the voliere discharge do not collide with the
retarding field because of t he absence of t he electron space charge there.
Investigations carried out with flat anodes and cathodes under the equal experimental
conditions to compare the voliere discharge with the short glow discharge show that
the negative glowing voliere plasma extension is 25-30% more.
Besides this comparison shows that the specific energy contribution of t he
voliere plasma is over six times less.
Thus physical processes taking place in the voliere discharge are considerably
different from those of t he general glow discharge. Due to the newly defined
properties of the voliere plasma it has found wide use in practice [7].
REFERENCE
1961.
1. O. Scherzer. Archiv f. Electrotechn.33 (1932) 207.
2. N.V. Volkov. Izvestiya vuzov. Radiophysics. 29 (1986) 861.
3. C. Brown. Elementary processes in gas discharge plasma. Gosatomizdat,
4. I. Popescu. Rev. Phys. Acad. R. P. R.4, (1959) 211.
5. R. Warren. Phys. Rev.98 (1955) 1650.
6. K. Habata. Electrotechn. J. Japan.7 (1962) 144.
7. N.V. Vasilyeva, N.V.Volkov at al.Fizikaplazma.8 (1982) 619.
74
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛАЗМОТРОНА С РАСПРЕДЕЛЕННЫМИ
ПАРАМЕТРАМИ ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ ДУГОВОЙ ПЛАЗМЫ ПРИ
НИЗКИХ ДАВЛЕНИЯХ
1
Даутов И.Г., Файрушин2 И.И., Евграфова1 О.А., Мустафина1 А.Н.
1
Казанский Национальный Исследовательский Технический
Университет им. А.Н. Туполева-КАИ, 420111, г. Казань, ул. К. Маркса, д. 10
Казанский (Приволжский) Федеральный Университет, 420008, г. Казань,
ул. Кремлевская, д. 18.
Дуговой плазмотрон с секционированной межэлектродной вставкой
является одним из надежных и простых в эксплуатации генераторов плазмы,
обеспечивающих высокую энтальпию торможения нагретого газа [1].
Необходимая длина разрядной камеры, а следовательно, дуги устанавливалась
изменением числа секций МЭВ (5-12. 10-2 м). Анодом являлась расширяющая
часть конического сопла, а первая за анодом секция имела критическое сечение
диаметром d k = 2 − 6 . 10-3 м при диаметре основного участка канала плазмотрона
10-2м. Сопло пристыковывалось к вакуумной камере, в которой
поддерживалось давление 130-1300 Па. Такая конструкция обеспечивала
горение довольно длинной дуги в секционированном канале без шунтирования
и образования каскадной дуги, а наличие сверхзвукового сопла с подводом
энергии в расширяющейся части давала возможность получения
высокоскоростных потоков плазмы при относительно малых токах. Для
измерения давления, скорости потока, концентрации заряженных частиц и
электронной температуры использовались электрические зонды и трубки Пито.
Рабочие части зондов изготовлены из вольфрамовой проволоки диаметром 104
м.
Параметры плазменной струи определялись из вольт-амперной
характеристики
двойного
цилиндрического
зонда,
расположенного
перпендикулярно потоку. Зонды работали в режиме с тонким заряженным
слоем. Электронная температура вычислялась по формуле


 U " −U ' 
Te = 11600 
,
F −1 
 ln

 D −1 
(1)
Здесь e- заряд электрона, k- постоянная Больцмана, i и U– ток и
напряжение зондовой вольт – амперной характеристики, F и D – отношения
суммы ионных токов (i p1 + i p 2 ) к электронному току ie 2 при значениях
'
"
напряжения U и U . Концентрация электронов nеопределялась по формуле
1
4 I  πme  2
ne = н 

Аe  8kTe 
75
,
(2)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
где A – площадь рабочей поверхности зонда, Iн – ток насыщения, meмасса электрона [5]. Для определения скорости плазменной струи V
использовалась формула
i p = 2eneVR3l3 ,
(3)
предложенная в [6] , где R3 и l3 – радиус и длина рабочего участка зонда.
Эксперименты показали, что при больших расходах плазмообразующего
газа – воздуха изменение давления в вакуумной камере рсв диапазоне от 130
до 1300 Па практически не влияет на давление в дуговой камере рр . Это
является доказательством сверхзвукового режима истечения плазмы из сопла
ДП. Оценка скорости по известным формулам газовой динамики, зондовые
измерения и структуры струи, имеющие бочкообразные скачки уплотнения,
также подтверждают этот вывод.
В указанном выше диапазоне значений рс структура струи не постоянна и
изменяется в зависимости от давления в вакуумной камере, тока дуги и расхода
воздуха. С увеличением тока дуги, расхода воздуха и понижением давления в
вакуумной камере длина струи увеличивается вследствие роста перепада
давления на входе и срезе сопла. С ростом тока и уменьшением расхода
повышается энтальпия газа, что способствует разогреву остаточного газа в
вакуумной камере и увеличению видимой части струи. Отсюда следует, что
размеры струи плазмы можно изменять в широких пределах, что важно при
использовании ее, например, для очистки и обработки поверхностей, в
плазмохимических и других процессах.
Проведенные исследования позволили определить электрические и
тепловые характеристики ДП и основные параметры плазменной струи.
Эксперименты показали, что в широком диапазоне изменения давления в
дуговой камере характер распределения напряженности электрического поля не
меняется. Это свидетельствует о том, что процесс нагрева газа в канале ДП
примерно одинаков при пониженных и высоких давлениях. С увеличением
расхода и уменьшением диаметра критического сечения сопла напряжение
горения дуги повышается, что можно объяснить изменением давления в
дуговой камере. Зависимость давления в дуговой камере от тока при различных
значениях d k показана на рис.1. Как видно, увеличение тока приводит к
существенному увеличению давления в дуговой камере. Давление в дуговой
камере повышается также с уменьшением dk и ростом G.
−6
Обработка экспериментальных данных при G = 4 ⋅ 10 кг/споказала рост
среднемассовой энтальпии торможения плазмы hc на выходе из ДП от 107 до
3 ⋅ 108 Дж/кг при возрастании тока от 20 А до 120 А .
Зависимости температуры электронного газа, концентрации электронов и
скорости плазмы на оси струи от тока дуги показаны на рис.2, где zрасстояние от среза сопла. Как видно, увеличение тока ведет к существенному
повышению ne , в то время как изменения Tc и V незначительны. Из этого
следует, что основная часть энергии, вкладываемой в электрический разряд,
76
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
расходуется на ионизацию и разогрев тяжелых частиц. Анализ зондовых
характеристик показал, что в исследованном диапазоне
параметров
распределение электронов по скоростям является максвелловским.
Рис.1.Зависимость давления в
Рис.2. Зависимость параметров
дуговой камере от тока дуги при струи плазмы от тока дуги при
−5
−5
рс=133 Па. 1- d k =2мм,G= 4 ⋅ 10 кг/с; G = 7,2 ⋅ 10 кг/с, pc = 66,5 Па, z=30
−5
см.
2- d k =6 мм,G= 6 ⋅ 10 кг/с
Рис. 3. Изменение скорости
Рис. 4. Изменение концентрации
плазмы и температуры электронного электронов
по длине струи при
−
5
газа
по
длине
струи
при G = 5, 2 ⋅ 10 кг/с , pc=66,5 Па, I=120
−5
G = 5, 2 ⋅ 10 кг/с , pc=66,5 Па, I=120 А.
А.
Изменение параметров Te , ne и V вдоль оси струи показано на рисунках 3
и 4. Уменьшение температуры, концентрации электронов и скорости струи с
увеличением расстояния от среза сопла, по-видимому, объясняется процессами
77
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
столкновения с молекулами остаточного газа и рекомбинацией заряженных
частиц. При z=15 см температура электронного газа равна 50000 К, что
значительно выше температуры тяжелых компонентов плазмы. Это
объясняется большой длиной свободного пробега электронов при низких
давлениях.
Как видно из рис.3, скорость потока, получаемая со сверхзвуковым
соплом, изменяется в пределах 8-10 км/с. При этом ввиду преобразования
внутренней энергии газа в кинетическую при ускорении в сопле
среднемассовая температура потока за срезом сопла снижается.
Таким образом, исследованы основные характеристики сверхзвуковой
струи дуговой плазмы низкого давления зондовыми методами. Установлено
отсутствие термодинамического равновесия в потоке плазмы в исследованном
диапазоне параметров, что проявляется в существенном отрыве температуры
электронного газа от температуры тяжелых компонентов плазмы. Полученные
результаты могут быть использованы для разработки технологических
процессов с использованием дуговой плазмы при пониженных давлениях.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Даутов Г.Ю., Дзюба В. Л., Карп В.Л. Плазмотроны со
стабилизированными электрическими дугами .Киев: Наук. думка, 1984. 168 с.
ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЫЛЕЭЛЕКТРОННОЙ ПЛАЗМЫ В
ПРОДОЛЬНОМ ПОТОКЕ ПРОДУКТОВ СГОРАНИЯ ПРОПАН-БУТАНА
Даутов1 И.Г., Марданшин1 Р.М., Файрушин2 И.И., Кашапов2 Н.Ф.
1
Казанский Национальный Исследовательский Технический
Университет им. А.Н. Туполева-КАИ, 420111, г. Казань, ул. К. Мракса, д. 10
Казанский (Приволжский) Федеральный Университет, 420008, г. Казань,
ул. Кремлевская, д. 18.
Плазма, содержащая твердые частицы или аэрозоли, широко
распространена в природе и используется в некоторых технологических
процессах. В продуктах сгорания различных топлив содержатся мелкие
твердые частицы [1]. На заряженные пылевые частицы и электроны
пылеэлектронной плазмы, возникающей в процессе горения топлива в
двигателях, можно влиять внешним электрическим полем. Это позволяет
управлять процессом горения и повышать эффективность работы двигателей,
что особенно важно при использовании альтернативных видов топлива.
Пылевой компонент существенно влияет на концентрацию заряженных
частиц и ее распределение в межэлектродном промежутке. Это подтверждается
ранее полученными результатами по исследованиям характеристик
поперечного разряда в потоке пылевой плазмы [1]. Данная работа посвящена
исследованию характеристик разряда в продольном потоке пылевой плазмы,
78
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
когда векторы напряженности электрического поля и скорости пылевых частиц
направлены вдоль одной прямой.
Для получения пылевой плазмы использовали порошки KCl, NaCl, Al2O3.
Эксперименты проводили при массовых расходах порошка q=0,q=24∙10-7кг/с и
q=48∙10-7кг/с. Температура плазмы Т на оси потока в центре разрядного
промежутка поддерживалась постоянной и равной 1600К. Расход пропанбутановой смеси оставался постоянным и равным 24∙10-6кг/с и при этом
температура потока регулировалась изменением расхода кислорода. Потенциал
плазмы измеряли с помощью вольфрамового зонда и электростатического
вольтметра.
Вольтамперные характеристика разряда в случае прямой полярности при
q=48∙10-7кг/с показаны на рис.1, где I- сила тока, U- напряжение разряда.
Графики 1, 2 и 3 являются вольт-амперными характеристиками при введении в
поток частиц Al2O3, NaCl, и KCl соответственно. В указанном диапазоне силы
тока они являются возрастающими. Из сравнения кривых видно, что
химический состав порошка существенно влияет на крутизну ВАХ, что
объясняется различиями величины работы выхода электрона, потенциалов
ионизации и диссоциации использованных материалов.
Также был проведен ряд экспериментов с высокими значениями силы
тока и большим расходом порошков (q=48∙10-7кг/с и более).
Рис. 1
Эксперименты показали, что при достижении некоторых значений силы
тока напряжение достигает максимума, далее с ростом тока оно начинает
уменьшаться и вольтамперная характеристика становится падающей, как у
дугового разряда. Как видно, в отличии от несамостоятельных разрядов в
потоке чистых газов, этот разряд, минуя области нормального и аномального
тлеющего разрядов, переходит в электрическую дугу. Другим интересным
свойством разряда в потоке пылевой плазмы является существенное влияние
взаимной ориентации
векторов скорости потока v и напряженности
электрического поля Е. В случае прямой полярности направления векторов
совпадают и при заданном значении U сила тока значительно больше, чем в
случае обратной полярности.
79
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На рисунках 3 и 4 представлены распределения потенциала вдоль
разрядного промежутка при вводе в поток порошка Al2O3 с расходом
q=24∙10-7кг/с.
В дуговом разряде протяженность приэлектродных областей не
превышает нескольких длин свободного пробега электронов. В нашем случае
длина переходных областей на порядки больше. Одной из возможных причин
такого явления может быть малая подвижность заряженных пылевых частиц по
сравнению с подвижностью электронов и ионов.
Рис.3 Распределение потенциала в
межэлектродном пространстве при
обратной полярности 1- U=100В,
I=10µА,2U=200В,
I=15µА,
3U=300В, I=25µА
Рис.4 Распределение потенциала в
межэлектродном пространстве при
прямой полярности 1- U=100В,
I=40µА, 2- U=200В, I=50µА, 3U=300В, I=120µА.
Связь потенциала электрического
ρ описывается уравнением Пуассона
∆ϕ = −
поля
ρ
,
εε 0
φ
и
плотности
заряда
(1)
где ε - относительная диэлектрическая проницаемость среды, для
условий эксперимента можно приближенно принять равной 1, ε 0 –
электрическая постоянная.
С использованием формулы (1) и графиков рисунков 3 и 4 находим
распределение ρ по оси z. Полученные результаты показаны на рисунках 5 и
6.
В области катода происходит экранирование электростатического поля
объемным положительным зарядом. Одним из объяснений этого явления может
являться повышенная концентрация положительно заряженных пылевых
частиц в достаточно большой области вокруг катода. Несмотря на перенос
потоком плазмы вдоль разрядного промежутка, воздействие поля катода
достаточно сильное для того, чтобы создать разность в скоростях заряженных и
незаряженных пылевых частиц. В области анода I при прямой полярности
градиент объемной плотности меньше, чем в области анода III при обратной
80
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
полярности. Это вызвано рекомбинацией электронов на пылевых частицах,
перенесенных потоком в область III.
Рис.5
Распределение
объемной
плотности заряда вдоль разрядного
промежутка при обратной полярности
1- U=100В,I=10µА, 2- U=200В,
I=15µА, 3- U=300В, I=25µА.
Рис.6
Распределение
объемной
плотности заряда вдоль разрядного
промежутка при прямой полярности 1U=100В, I=40µА, 2- U=200В, I=50µА,
3- U=300В, I=120µА.
На основании проделанных экспериментов и анализа данных работ [1-5]
сделаны следующие выводы:
1.Существенное влияние на характеристики разряда оказывает
направление переноса пылевой компоненты.
2. В отличии от дугового разряда в потоке газа, пылевая плазма имеет
протяженные участки анодного и катодного падения напряжения.
3. В пылевой плазме, образующейся при сгорании альтернативных
источников топлива, возникают значительные объемные заряды. Выявленные
особенности позволяют разработать методы очистки выхлопных газов с
помощью электрических или магнитных полей.
ЛИТЕРАТУРА
1. Файрушин И.И., Даутов И.Г., Марданшин Р.М., Ашрапов Т.Ф.
Электрический разряд в потоке пылевой плазмы. Вестник КГТУ им.
А.Н.Туполева. – 2010. – №3. – С. 143-148.
2. G. Dautov, I. Dautov,N. Kashapov. Journal of Physics: Conference Series
479 (2013)12014
3. Файрушин И.И., Даутов И.Г., Марданшин Р.М., Кашапов Н.Ф. Влияние
химического состава макрочастиц на характеристики разряда в пылевой плазме.
Вестник КГТУ им. А.Н.Туполева. – 2010. – №4. – С. 134-136.
4. Даутов Г.Ю., Файрушин И.И., Сабитов Ш.Р. Исследование
распределений потенциала и концентраций электронов в пылевой плазме.
Вестник КГТУ им. А.Н.Туполева. – 2007. – №1. – С. 29-32.
5. V.I. VishnyakovPhys. Rev. E.85 (2012) 026402.
81
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ТЛЕЮЩИЙ РАЗРЯД С ПЛОСКИМИ ЭЛЕКТРОДАМИ В
ПОПЕРЕЧНОМ СВЕРХЗВУКОВОМ ПОТОКЕ ГАЗА
Залялиев Б.Р., Тимеркаев Б.А.
Казанский национальный исследовательский технический университет
им. А.Н.Туполева, Россия,420111, г. Казань, Карла Маркса, 10.
[email protected], btime[email protected]
Предметом исследования является тлеющий разряд в поперечном
сверхзвуковом потоке газа при сверхнизких давлениях. Одним из необходимых
условий существования тлеющего разряда является наличие всех
приэлектродных зон, а с уменьшением давления длина прикатодных зон
увеличивается, так как длина каждой зоны, главным образом определяется
количеством ионизирующих столкновений электронов с нейтральными
частицами. Это приводит к тому, что в условиях высокого вакуума для
самоорганизации тлеющего разряда ему не хватает межэлектродного
пространства, и разряд не зажигается.
Исторически в устройствах плазменного нанесения покрытий данная
проблема решается применением магнитного поля, которое существенно
увеличивает возможность столкновения электронов с нейтральными частицами
за счет совместного действия электрического и магнитного полей на
движущиеся заряды и обеспечивает условия, необходимые для существования
разряда.
Однако возможен другой подход к решению проблемы зажигания
тлеющего разряда при сверхнизких давлениях. Он заключается в создании
разных концентраций нейтральных атомов в разных областях межэлектродного
пространства, при котором в прикатодной области концентрация частиц газа
должна быть такой, чтобы длина свободного пробега превышала расстояние
между электродами и выбитые с катода за счет бомбардировки ионами, не
рассеивались нейтральными частицами газа. А в прианодной зоне
концентрация частиц должна быть достаточной для того чтобы электрон
испытал десятки столкновений. Такие условия можно поддерживать,
осуществляя сверхзвуковую прокачку газа в направлении, перпендикулярном
электрическому полю.
В работах [1-4] был детально изучен тлеющий разряд в сверхзвуковом
потоке газа в сверхзвуковых соплах с центральным телом, где были
подчеркнуты преимущества сверхзвуковой прокачки газа через разрядную
область. В этих исследованиях разряд зажигался между соплом-анодом и
центральным телом-катодом. В таких устройствах тлеющий разряд
самоорганизовывался таким образом, чтобы для осуществления разряда нужно
было минимальное напряжение. В этих работах отмечалась стабильность
условий даже при высоких мощностях разряда, так как выделившаяся тепловая
энергия в разряде эффективно выносился потоком газа. Также влияние
сверхзвукового потока на разряд рассматривалось в статье [5].
82
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
В работе [6-7] проведены исследования тлеющего разряда при низких
давлениях с различной плотностью газа в разрядном промежутке.
Неодинаковая плотность частиц в разрядном промежутке создается системой
диффузор-конфузор, которая обеспечивает повышенную концентрацию частиц
газа в области, границами которой являются границы сверхзвукового потока.
Блок - схема экспериментальной установки представлена на рис.1
Рис.1.Блок-схема экспериментальной установки: 1 – источник питания, 2
– балластное сопротивление, 3 – вакуумный насос, 4 – конфузор, 5 – амперметр,
6 – анод, 7 – катод, 8 – вольтметр, 9 – вакуумная камера, 10 – сопло Лаваля, 11 –
кран напуска газа в вакуумную камеру.
и представляет собой
вакуумную камеру, в которой
тлеющий разряд зажигается
между медными электродами,
расположенными друг напротив
друга на расстоянии 5 см.
Сверхзвуковая
прокачка
осуществляется через систему
сопло Лаваля – конфузор.
Конфузор
подключен
к
вакуумному насосу и через него
происходила откачка газа из
камеры. Давление в камере
составляло 1 Тор.
Рис.2. Картина тлеющего разряда в
Из-за низкого давления в
воздухе при низком давлении с медными
камере все межэлектродное
электродами.
пространство
занимали
расширенные прикатодные области, необходимые для поддержания разряда. На
рис.2 представлена фотография тлеющего разряда в отсутствие прокачки газа
83
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
при давлении 1 Тор, где отчетливо наблюдается отрицательное свечение,
катодное и анодное пятна.
Картина свечения тлеющего разряда со сверхзвуковой прокачкой газа
через межэлектродное пространство представлена на рис.3. Подача
атмосферного воздуха через сопло Лаваля в прианодную область (рис.3)
приводит к появлению положительного столба. Разряд отчетливо проявляет
границы потока газа. Граница сверхзвукового потока совпадает с границей
положительного столба и фарадеева темного пространства. Из-за уменьшения
длины свободного пробега в области сверхзвукового течения газа происходит
сокращение прикатодных областей. При этом давление газа в камере не
изменятся, так как поток газа попадает в конфузор и успешно удаляется из
разрядной области.
Положительный столб имеет резкие границы. Была проведена серия
экспериментов по изучению влияния сверхзвукового потока газа на
месторасположения положительного столба. В ходе этих экспериментов
сверхзвуковой поток был организован в разных участках межэлектродного
промежутка. Во всех этих экспериментах наблюдалась привязка границы
положительного столба
к
границе
области
сверхзвукового потока.
На
представлена
рис.4
вольтамперная
характеристика разряда
при выключенном и
включенном
(верхняя
кривая) сверхзвуковом
потоке. Вольт-амперная
характеристика разряда
стала возрастающей, а
разряда
Рис.3. Картина тлеющего разряда при напряжение
низком давлении с медными электродами и стало выше, чем без
прокачки
газа.
поперечной сверхзвуковой прокачкой воздуха
Увеличение напряжения
горения легко объясняется наличием в последнем случае протяженного
положительного столба, падение напряжение на котором дополнительно
увеличивает напряжение разряда. Стоит отметить, что напряжение горения
разряда зависит от места дислокации сверхзвукового потока в межэлектродном
промежутке. Когда сверхзвуковой поток организован вблизи катода
напряжение еще больше возрастает. Возрастающая вольт-амперная
характеристика объясняется влиянием потока на характеристики, как
положительного столба, так и приэлектродных областей.
84
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Таким
образом,
организация сверхзвукового
потока газа в ограниченной
области
межэлектродного
пространства
позволяет
управлять приэлектродными
процессами
в
тлеющем
разряде.
Полученные
результаты
определяют
новое
направление
в
технологии
плазменного
нанесения
покрытий
и
плазменных технологий. В
плазменного
Рис.4. Вольт-амперная характеристика установках
тлеющего
разряда
в
поперечном напыления можно отказаться
от постоянных магнитов и
сверхзвуковом потоке вблизи анода.
существенно
повысить
эффективность катодного распыления.
ЛИТЕРАТУРА
1.Г.Даутов, Б.Тимеркаев, Генераторы неравновесной плазмы. Фэн,
Казань, 1996.
2.И.Галеев,
В.Гончаров,
Б.Тимеркаев,
Теплофизика
Высоких
Температур.т.28, №5(1990).
3.И.Галеев,
В.Гончаров,
Б.Тимеркаев,
Теплофизика
Высоких
Температур.т.30(1992).
4.В.Алферов, А.Бушмин, А.Дмитриев, Приборы и техника эксперимента.
№1(1985).
5.Б.Ефимов, В.Иванов, С.Иншаков и др. Теплофизика Высоких
Температур.т.49, №4(2011).
6.Б.Тимеркаев, Б.Залялиев. Теплофизика Высоких Температур.№4(2014).
7.Б.Тимеркаев, Б.Залялиев, Б.Каримов и др. Вестник КГТУ.№4 (2013).
СТРУКТУРА ПЛАЗМЕННЫХ ОБЛАСТЕЙ ПРИ РАЗРЯДЕ В
ЭЛЕКТРОЛИТЕ
Кирко Д.Л., Савелов А.С., Визгалов И.В.
Национальный исследовательский ядерный университет МИФИ, Россия,
115409 Москва, Каширское шоссе 31
[email protected]
Разряды в электролитах и воде сопровождаются появлением интенсивно
светящейся области внутри жидкости или на границе жидкости и воздуха [1-3].
85
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Технические применения данных разрядов связаны с методами обработки
поверхностей металлов и способами более экономичного получения водорода.
В данной работе использовалась камера из оргстекла цилиндрической или
конической формы (объем (2,5-7,5)∙102 см3), в которую помещался электролит,
приготовленный с помощью карбоната натрия или гидроксида натрия и
дистиллированной воды. Два электрода (материал: вольфрам, нерж. сталь,
титан) располагались в электролите. В качестве источника питания
использовались выпрямитель (напряжение 0-250 В, частота 50, 100 Гц) и
генератор (напряжение 0-150 В, частота 0-200 кГц). При подаче напряжения
происходит зажигание разряда вблизи поверхности катода и дальнейшее
образование плазменной области между катодом и анодом. Излучение разряда
изучалось с помощью спектрометра AvaSpec 2048 (спектральный диапазон 2001100 нм, разрешение 0,3 нм). Фото регистрация производилась с помощью
камеры PanasonicLumixDMC-FZ45 (временное разрешение 1 мс).
Ближайшая прикатодная плазменная область расположена на расстоянии
до 3-5 мм от поверхности катода. При использовании карбоната натрия
наиболее интенсивными в данной области являются линии атома натрия NaI
589 нм и водорода Hα 656 нм. Следующая средняя плазменная область имеет
размеры 1,5-2,0 см. Эта область обладает меньшей интенсивностью излучения
и содержит менее интенсивные атомарные линии. Для измерения температуры
разряда были использованы спектральные линии атомарного водорода Hα 656
нм, Hβ 486 нм, Hγ 434 нм и были получены значения температуры в диапазоне:
Te=1500-3000 K. Концентрация плазмы оценивалась с помощью штарковского
уширения водородных линий (Hα, Hβ, Hγ) и находилась в диапазоне ne=(13)∙1016 см-3. В данных плазменных областях наблюдаются сильные
конвективные потоки. Для регуляризации движения было использовано
внешнее магнитное поле, создаваемое постоянными магнитами (магнитная
индукция B=100-500 Гс). При наличии данного поля возникало устойчивое
вращательное движение плазмы в прикатодной области (частота вращения 510 Гц) и в средней области (частота вращения 1-4 Гц).
В плазме разряда в электролите наблюдается развитие колебательных
процессов и волн [3]. В данной работе для изучения колебаний использовались
магнитные и электростатические зонды и осциллограф Tektronics 2024B. Были
зафиксированы характерные последовательности импульсов с периодами в
диапазоне 2-100 нс. По результатам измерений был построен спектр
электрических колебаний в области 10-500 МГц.
Поверхности электродов изучались с помощью электронного микроскопа
HitachiTM1000. На поверхности анода в результате воздействия разряда могут
возникать два вида структур (толщина 0,1-2 мкм): плотно сформированного
типа и пористого типа. Был выполнен анализ элементного состава данных
слоев. Плотные структуры содержат распыляемый элемент катода (вольфрам,
титан) или элемент, содержащийся в виде ионов в электролите (алюминий,
магний). Размеры неоднородностей данных структур составляют величину
менее 0,4 мкм. Структуры пористого типа включают кальций и хлор.
86
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
[1] Ал.Ф. Гайсин, Р.Т. Насибуллин. Физика плазмы.10 (2011) 959.
[2] Ф.М. Канарев. Низкоамперный электролиз воды. Издательство
Краснодарского Университета, Краснодар, 2010. 81 с.
[3] Д.Л. Кирко, А.С. Савелов, И.В. Визгалов. Вестник Казанского
Технологического Университета.15 (2011) 86.
СВОЙСТВА КАПИЛЛЯРНОГО РАЗРЯДА ПРИ ДОБАВЛЕНИИ В
ПЛАЗМУ АТОМОВ МЕТАЛЛОВ
Кирко Д.Л., Савелов А.С., Егоров И.Д.
Национальный исследовательский ядерный университет МИФИ, Россия,
115409 Москва, Каширское шоссе 31. [email protected]
Факел капиллярного разряда характеризуется протяженной хорошо
сформированной плазменной структурой при распространении в атмосфере. В
работах исследовалась токовая структура разряда, его спектральные
характеристики и взаимодействие с различными материалами [1-3]. Для
получения капиллярного разряда в данной работе использовался разрядник с
диэлектриком (оргстекло: толщина 2-3 мм, диаметр капилляра 1-2 мм) и блок
питания, содержащий конденсаторную батарею (зарядное напряжение 200250 В, энергия батареи 100-250 Дж). Поджиг разряда осуществлялся с помощью
высоковольтного импульса. При срабатывании разряда формировалась узкая
длинная плазменная струя цилиндрической формы (длина 10-15 см, диаметр 24 см), выходящая вертикально из капилляра. Параметры разряда составляли:
ток разряда 100-150 А, длительность импульса 6-10 мс.
Вблизи капилляра в держателе располагалась тонкая металлическая
фольга (материал: алюминий, медь, сталь, толщина: 0,05-0,1 мм), с которой
происходило взаимодействие факела. В результате в плазму факела вводилась
масса металла m=1-3 мг. Излучение плазмы капиллярного разряда изучалось с
помощью спектрометра AvaSpec 2048 (спектральный диапазон 200-1000 нм,
разрешение 0,3 нм). Полученные спектры содержали атомарные линии
используемого металла, материала капилляра и атомарные и молекулярные
линии молекул воздуха. Температура плазмы была рассчитана с помощью
метода относительных интенсивностей спектральных линий по линиям
атомарного водорода Hα 656 нм и Hβ 486 нм и находилась в диапазоне: Te=35006000 K. Концентрация плазмы была получена из штарковского уширения
данных линий водорода (Hα, Hβ) и принимала значения: ne=(4-7)∙1016 см-3.
При взаимодействии факела с металлической фольгой происходила
деформация формы разряда и увеличение диаметра. Приблизительно в
половине случаев наблюдалось разделение начальной части факела на
отдельные плазменные области. Данные события регистрировались с помощью
фото и видео съемки (камера Nikon 1G, временное разрешение 1 мс).
Плазменные области обладали неправильной формой, или в отдельных случаях
87
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
формой близкой к шарообразной. Размеры данных областей составляли 0,11 мм, время жизни 0,01-0,5 с, и они наблюдались количестве 2-5 за выстрел.
Цвет свечения плазменной области был белый или бело-синий. Движение
областей обычно происходило в направлении распространения факела. Факт
возникновения областей фиксировался с помощью магнитных зондов. В работе
исследовалось взаимодействие плазменных областей с диэлектрическими и
металлическими преградами. Были зарегистрированы следующие процессы при
столкновении с преградой: резкое погасание, отражения, распад на более
мелкие части. В некоторых случаях плазменные области проявляли свойства
хорошо сформированной структуры.
Область металлической фольги, с которой происходило взаимодействия
факела капиллярного разряда, исследовалась с помощью электронного
микроскопа HitachiTM1000. На поверхности алюминиевой фольги вблизи
отверстия в отдельных местах наблюдается возникновение структур,
содержащих многочисленные темные участки неправильной формы (размеры
2-10 мкм). Образование данных структур предположительно соответствуют
пространству возникновения плазменных областей.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Р.Ф. Авраменко, Б.И. Бахтин, В.И. Николаева, Л.П. Поскачеева, Н.Н.
Широков. ЖТФ. 12 (1990) 57.
[2] С.К. Димитров, С.К. Жданов, Д.Л. Кирко, А.С. Луцько, С.Г. Михин,
В.М. Смирнов, В.Г. Тельковский. Сибирский физико-технический журнал. 2
(1992) 57.
[3] С.Е. Емелин, В.С. Семенов, В.Л. Бычков, Н.К. Белишева, А.П.
Ковшик. ЖТФ. 3 (1997) 19.
ИССЛЕДОВАНИЕ ПАРАМЕТРОВ КОРОТКОГО ТЛЕЮЩЕГО
РАЗРЯДА В ГЕЛИИ.
Кудрявцев А.А., Барзилович К.А., Гуцев С.А., Замчий Р.Ю.,
Сысоев С.С.
Санкт-Петербургский государственный университет, Россия, 198504,
Санкт-Петербург, ул. Ульяновская д.3, [email protected]
Целью данной работы является исследование свойств короткого (без
положительного столба) разряда в гелии, определение его параметров, а также
моделирование его основных характеристик.
Разряд в гелии, P=2 торр создавался в цилиндрической трубке R=1.5 см,
L=4см. Расстояние между электродами могло меняться в пределах от 0.5 до
9 см, а изменение разрядного тока - от 0.01 до 35 мА. В трубку был впаян
пристеночный никелевый электрод длиной l=2.5 см. Диагностика
осуществлялась двумя цилиндрическими зондами из молибдена r1=0.01 см
88
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
l1=0.7 см и r2=0.01 см l2= 0.35 см, в аксиальном и радиальном направлениях
(рис.1)
На первом этапе были выполнены измерение ВАХ разряда, а также
плавающие потенциалы по длине и по радиусу (рис.2). ВАХ измерялась при
балластном сопротивлении 2.2 кОм на промежутке 0.3-6 мА, далее кривая
сшивалась с характеристикой, измеряемой с помощью балластного
сопротивления 2 Гом на отрезке 0.01-0.03 мА. По оценкам нормальная
плотность тока в гелии в наших условиях (при железных электродах)
составляет 15-20 мкА/см2, нормальное падение катодного потенциала – 150В.
Следовательно, максимум, наблюдаемый на интервале 10-30 мкА, следует
отождествить с темным (Таундсеновским) разрядом [1]. На промежутке от 30 до
200 мкА осуществляется нормальный разряд, за которым можно наблюдать
возрастающую ветвь ВАХ – область аномального разряда. Между этими
областями, т.е. в районе 0.5-0.8 мА на ВАХ разряда наблюдается «плато»,
которому соответствует резкое падение значений потенциалов пристеночного и
радиального зондов.
Рис.1 Эскиз трубки: 1 – катод, 2 – анод,
3 – пристеночный электрод, 4 –
радиальный зонд, 5 – аксиальный
зонд.
Рис.
2
ВАХ
разряда
в
полулогарифмическом масштабе –
1(левая шкала); плавающий потенциал
пристеночного зонда – 2; плавающий
потенциал радиального зонда – 3
(правая шкала).
Одновременно с экспериментальными измерениями были выполнены
расчеты в вычислительной среде ComsolMultiphysics, предназначенной для
моделирования физических систем методом конечных элементов. Расчеты
проводились для двухмерной области с осевой симметрией на оси разрядной
трубки. Геометрия модели представлена на рис.3.
89
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис3. Геометрия разряда при моделировании в ComsolMultiphysics: 1 –
ось симметрии, 2 – катод, 3 – анод, 4 – электрод с плавающим потенциалом, 5 –
диэлектрическая стенка.
Моделирование проводилось в рамках гидродинамической (fluid) модели
по методикам, используемым нами ранее в [3]. Для концентраций ионных и
нейтральных компонент плазмы решаются соответствующие уравнения
непрерывности с описанием пространственного переноса в диффузионнодрейфовом приближении и объемных процессов их рождения и гибели. Для
тяжелых частиц предполагается максвелловское распределение по энергии. Для
электронов коэффициенты подвижности и диффузии, а также константы
процессов с их участием, вычисляются по их функции распределения (ФРЭ)
путем решения локального уравнения Больцмана. При нахождении ФРЭ в
кинетическом уравнении учитывался нагрев электронов в продольном
электрическом поле и изменение их энергии за счет упругих, межэлектронных и
неупругих столкновений. Температура электронов Te (понимаемая как 2/3
средней энергии всего ансамбля), находится из уравнения баланса энергии
электронов. Более подробная формулировка самосогласованной системы
уравнений, описание итерационной численной схемы и методов решения
приведены в [3].
На рис. 4 и 5 представлены измеренные и рассчитанные профили
соответственно электронной температуры и концентрации. В соответствие с
анализом [2], измеренная Te в плазме низка и составляет доли электронвольт. В
тоже время моделирование дает завышенную температуру, что связано с
принципиальным недостатком гидродинамической модели не учетом
источника нелокальной ионизации [3].
90
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.4
Зависимость
Тe(x)
для
Рис.5 Зависимость ne(x) для
разрядного тока 2.8 мА: 1 – разрядного тока 2.8 мА:
1 –
моделирование; 2 – эксперимент.
моделирование; 2 – эксперимент.
Таким образом, в работе выполнены экспериментальные исследование
короткого (без положительного столба) разряда в гелии,
и выполнено
моделирование его основных характеристик.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Ю.П. Райзер. Физика газового разряда. Наука, Москва, 1987.
2.
Кудрявцев А.А., Морин А.В., Цендин Л.Д. ЖТФ.78 (2008) 71.
3.
Е.А.Богданов,
К.Д.Капустин,
А.А.Кудрявцев,
Л.Д.Цендин,
А.С.Чирцов. ЖТФ. 80 (2010) 41.
О РЕШЕНИИ ПРОБЛЕМЫ ПРЕДОТВРАЩЕНИЯ
ВТОРИЧНОЭМИССИОННОГО РАЗРЯДА, РАЗРУШАЮЩЕГО
ЭЛЕМЕНТЫ БОРТОВОЙ РАДИОЭЛЕКТРОННОЙ АППАРАТУРЫ НА
СПУТНИКАХ СВЯЗИ
А.М.Анпилов, Э.М.Бархударов, А.М.Давыдов, А.В.Двоенко*,
В.А.Иванов, И.А.Коссый, Г.С.Лукьянчиков, И.В.Моряков
Институт Общей Физики им. А.М.Прохорова РАН
*ООО Плазма-СК, Саратов
В течение последних 20-30 лет, явление лавинного эффекта
возникающего из-за вторичной эмиссии электронов в значительной степени
изучалось из-за негативного влияния, которое он может иметь на
микроволновые системы, работающие в вакуумной среде. Вторичная эмиссия
электронов может нарушать работу СВЧ генераторов высокой мощности [1], и
ускорителей электронов [2], но, прежде всего, это может привести к серьезной
деградации системы и выходу из строя спутников связи, которые трудно или
невозможно восстановить после запуска [3].
91
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Спутники работают в условиях вакуума и являются широко
распространенным средством радиорелейной связи. При развитии лавинного
эффекта вторичной эмиссии электронов компоненты полых микроволновых
металлических конструкций спутников могут быть подвержены негативному
воздействию со стороны свободных электронов внутри устройства. Этот
эффект возникает при превышении пороговой плотности электрического поля
внутри металлических волноводов и конструкций спутника. Поскольку внутри
конструкции спутника в нет атмосферы для захвата или торможения первичных
электронов, то первичный электрон может выбить вторичные электроны и при
определенных обстоятельствах эта процедура повторяется непрерывно
(лавинообразно), пока концентрация электронов не станет достаточно велика,
чтобы вызвать разряды внутри волновода и нарушить работу всего спутника.
Разработка технологий посвященных подавлению эффекта возбуждения
вторичной эмиссии электронов является в наше время одной из наиболее
актуальных тем в области создания спутников связи повышенной мощности.
Одним из решений данной проблемы является технология, позволяющая
обработать металлические компоненты спутника таким образом, чтобы вызвать
существенное уменьшение эффекта лавинообразного размножения вторичных
электронов
без какого-либо существенного изменения радиофизических
свойств обработанных деталей и узлов.
В данном докладе приведены результаты, разработанного в ИОФРАН им.
А.М. Прохорова метода для такого рода обработки металлических
компонентов. Метод основан на покрытие поверхности металла тонкой
пленкой состоящей из наноструктурированных углеродных частиц.
ТЕРМОНЕРАВНОВЕСНАЯ ПЛАЗМА, СОПРОВОЖДАЮЩАЯ
ВОСПЛАМЕНЕНИЕ МЕТАН-КИСЛОРОДНОЙ СМЕСИ
К.В.Артемьев, И.А.Коссый, Н.А.Попов*, Н.М.Тарасова,
Е.А.Филимонова**
Институт общей физики им. А.М.Прохорова РАН, Москва, РФ
*НИИ Ядерной физики им. Д.В. Скобельцина МГУ, Москва, РФ
**Объединённый институт высоких температур РАН, Москва
Постановка настоящей работы стимулирована исследованиями,
проводимыми в последние годы в ИОФ РАН с инициацией воспламенения
метан-кислородных и водород-кислородных газовых смесей в замкнутых
цилиндрических камерах. Инициация осуществляется мощными разрядами,
локализованными в объёмах, существенно меньших объёма камеры: лазерными
искрами,
микроволновым
разрядом,
сильноточными
скользящими
поверхностными разрядами.
В работе представлены результаты измерений электронной концентрации
ne и частот столкновений электрон-нейтрал νen в сопровождающем
воспламенение метан-кислородной стехиометрической смеси. Проблема
прямого экспериментального определения как ne, так и νen в химически
92
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
реагирующей газовой среде решается вводом в диагностическую схему двух
микроволновых
пучков
с
измерением
коэффициентов
ослабления
электрического поля микроволнового излучения на двух частотах: ω1 и ω2 при
прохождении диагностических пучков через пламя. Для измеренных в
эксперименте в различные моменты времени в некотором сечении
цилиндрического реактора коэффициентов ослабления а1 и а2 определялись
величины νen, при которых совпадают значения найденных концентраций
электронов хемо-ионизованной плазмы ne.
Показано, что электронная концентрация в развитом пламени составляет
ne≅ (2 - 6) 1012cм-3, что существенно превосходит значения, измеренные и
предсказанные
в
экспериментальных
и
теоретических
работах
предшественников. Частота столкновений электронов с нейтралами составляет
νen≈ 1012 с-1, превышая более, чем на порядок величины, характерные для
исходного (предпламенного) состояния газовой смеси.
Обсуждаются возможности использования хемоионизованной среды для
решения ряда актуальных прикладных проблем.
ВЫСОКОЭФФЕКТИВНЫЙ СПОСОБ КОНВЕРСИИ МЕТАНА В
СИНТЕЗ-ГАЗ В ПЛАЗМОХИМИЧЕСКОМ РЕАКТОРЕ НА
«МИКРОВОЛНОВОМ ФАКЕЛЕ»
А.М.Давыдов, С.И.Грицинин, И.А.Коссый, Р.Р.Хабеев*
Институт Общей Физики им. А.М.Прохорова РАН
*ООО УК НАВИГАТОР, Саратов
В работах, проведённых в ИОФ РАН, исследована микроволновая
плазмохимическая технология реформинга метана, отличающаяся от
традиционной. Основные отличия заключаются в следующем:
- реформинг метана осуществляется в зоне микроволнового факела,
свободно локализованного в пространстве и не соприкасающегося,
практически, с элементами микроволновой системы и камеры реактора. Это
позволяет рассчитывать на существенное снижение непроизводительных затрат
и на связанное с этим повышение энергетической эффективности системы.
Микроволновый факел исследован и описан в ряде опубликованных ранее работ ;
- температура, достигаемая в зоне факела, существенно превосходит
температурный порог паровой и углекислотной конверсии метана в синтез-газ,
достигая 4000 – 5000 К , что нереализуемо в производстве, основанном на
традиционной (терморавновесной) химии. Это, в свою очередь, может также
привести к заметному повышению эффективности процесса реформинга;
- парообразование при паровой конверсии происходит непосредственно в
зоне факела, в которую подаётся смесь метана с мелкоразмерными капельками
воды, создаваемыми стандартным небулайзером. Такого рода вариант
упрощает конструкцию системы, исключая как необходимость в располагаемом
вне реактора испарителе, так и в прогреваемом трубопроводе, подающем пар в
реактор, что также снижает энергетическую цену паровой конверсии.
93
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Плазмохимический реактор на базе микроволнового факела при
мощности микроволн на уровне 1 кВт показан на фотографии Рис. 1. На
реакторе проведены исследования эффективности углекислотной и паровой
конверсии метана. Показано, что энергетическая цена производства 1 м3 синтезгаза составляет:
ε≈ 2 – 5 кВт час/м3 ,
что
свидетельствует
о
высокой
эффективности
микроволнового
плазмохимического метода конверсии метана в синтез-газ.
Рис. 1.
«ЭФФЕКТ ПАМЯТИ» ПРИ ПРОБОЕ В АРГОНЕ НИЗКОГО
ДАВЛЕНИЯ В ДЛИННОЙ РАЗРЯДНОЙ ТРУБКЕ
МещановА.В.1, Коршунов А.Н.1, Ионих Ю.З.(*)1, Шишпанов А.И.1,
Дятко Н.А.2
1
Физический факультет Санкт-Петербургского государственного
университета, Ульяновская ул. 3, Петергоф, 198504 Санкт-Петербург, Россия
2
ГНЦ РФ «Троицкий институт инновационных и термоядерных
исследований», ул. Пушковых 12, Троицк,142190 Москва, Россия
(*)
[email protected]
Термин «эффект памяти» был введен авторами большой серии работ (см.
обзор [1] и ссылки в нем), посвященных исследованию влияния разрядного
импульса на характеристики пробоя в последующем импульсе. В этих работах
изучалось запаздывание развития разрядного импульса относительно момента
подачи напряжения на электроды, и эффект памяти проявлялся в уменьшении
времени этого запаздывания под влиянием предшествующего импульса.
Особенностью этих работ является использование сравнительно коротких
разрядных промежутков (~0.1−10 мм) и относительно низких давлений газа
(~1‒10 Торр). В таких условиях реализуется классический таунсендовский
(лавинный) механизм пробоя.
В данной работе рассматривается пробой в «длинной» разрядной трубке
(межэлектродное расстояние велико по сравнению с диаметром трубки и
размером электродов). В этом случае пробой происходит с участием волны
(волн) ионизации [2]. Кроме того, из-за конечной (~1‒100 мкс) длительности
переднего фронта импульса эффект памяти проявляется как влияние
разрядного импульса на напряжение пробоя в последующем импульсе.
Разрядная трубка была длиной 75 см и диаметром 3 см. Электроды
цилиндрической формы (диаметр 3 см, длина 5 см) изготовлены из танталовой
94
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
фольги, катод заземлен. Для создания импульсов использовался
высоковольтный (до 10 кВ) блок питания и ламповый ключ, включенный
параллельно разрядному промежутку. Выходная емкость ключа C составляла
65 пФ, поэтому передний фронт импульса имел вид U(t) = U0∙[1 ‒ exp(‒t/CRb)],
где U0 ‒ напряжение питания, Rb‒ балластное сопротивление в цепи разряда, Rb
= 30 ‒ 1700 кОм. Соответствующие постоянная времени CRb и установившийся
разрядный ток были 2 ‒ 110 мкс и 120 ‒ 5 мА соответственно. Временные
зависимости разрядного тока и напряжения регистрировались цифровым
осциллографом. В момент пробоя напряжение резко спадало, и максимальное
его значение полагалось равным напряжению пробоя. С помощью двух
световодов, находящихся на расстоянии 10 или 40 см друг от друга,
фиксировалось излучение предпробойной волны ионизации, которая двигалась
от анода к катоду. Исходя из этих измерений, определялась скорость волны.
Разрядные импульсы формировалисьáрами,
п
при этом варьировался
промежуток между импульсами в паре. Использовалось два набора частот
повторения пар: для одного, в зависимости от условий, f = 0.5 или 1 Гц («редкие
пары импульсов») и для другого f = 3 или 10 Гц («частые пары»).
Продолжительность импульсов составляла от 0.5 до 10 мс. Во всех случаях
такой длительности было достаточно, чтобы разрядный ток мог достичь
установившегося значения. Влияние продолжительности импульса на
напряжение пробоя не было обнаружено.
В режиме редких пар напряжение пробоя в первом импульсе (Ub1)
имеет большой разброс. Это видно из рис. 1а, где каждая точка получалась
усреднением по 50 измерениям. Напряжение пробоя во втором импульсе (Ub2)
зависит от времени задержки τ между импульсами. Для τ<τm≈ 200 ‒ 500 мс (в
зависимости от давления), Ub2 существенно ниже, чем Ub1, и не имеет разброса
(рис. 1а). В этом интервале τUb2 почти постоянно, кроме начального периода
(10 ‒ 20 мс), когда наблюдается локальный максимум. Для τ >τm значение Ub2
увеличивается с ростом τ, приближаясь к Ub2, разброс при этом также
возрастает.
В режиме частых пар интервал между пáрами короче, чем время τmпри
том же давлении газа. По сравнению с предыдущим случаем, наблюдается
заметное снижение значений Ub1, которое становится примерно равным Ub2,
найденному в режиме редких пар, за исключением того, что нет начального
локального максимума в зависимости Ub1(τ). Что касается значений Ub2, они
остаются такими же, как для редких пар. В результате в режиме частых пар
появляется интервал в несколько десятков миллисекунд, где значения Ub2
превышают Ub1. При этом разброс в пробойных напряжениях отсутствует.
95
Напряжение пробоя, кВ
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
1-й импульс
Напряжение пробоя, кВ
6
3
2-й импульс
4
1-й импульс
2
б)
1
0
τ0
0
50
τ, мс
150
а)
τm
0
100
2-й импульс
2
0
100
200
300
τ, мс
400
500
Рис. 1. Напряжение пробоя в 1-м и 2-м импульсах в зависимости от
времени задержки между импульсами. р = 5 Торр, CRb = 12 мкс, f = 1 Гц (а),
3 Гц (б).
Каждая точка ‒ результат усреднения по 50 измерениям, погрешности‒
стандартные отклонения средних значений. Полный диапазон изменения
значений напряжения в первом импульсе на рис.1а ‒ от 2 до 7 кВ.
Перед пробоем в первом импульсе пары наблюдается волна ионизации,
которая перемещается от анода к катоду. Ее скорость, в зависимости от
напряжения пробоя, меняется более чем на два порядка величины (рис. 2). Для
напряжений пробоя выше, чем 7 кВ, скорость волны настолько велика, что
сигналы, регистрируемые световодами, не удается отделить от свечения на
фронте разряда. Для второго пробоя волна ионизации также была обнаружена,
но только для τ>τ0, где τ0 ‒ положение локального максимума в зависимости
Ub2(τ) (рис. 1б). При меньших задержках волна не была обнаружена.
Результаты, представленные
на рис. 1а, б, явно демонстрируют
наличие эффекта памяти. В разных
10
временных
масштабах
он
проявляется
по-разному.
При
задержках между импульсами ~ 0.1 с
10
предшествующий разряд уменьшает
напряжение пробоя и устраняет его
разброс (рис. 1а). Очевидно, что на
10
1
2
3
4
5
6
7
самом деле это означает уменьшение
Напряжение пробоя, кВ
времени задержки пробоя, а именно,
устранение
ее
статистической
компоненты.
Качественно
этот
Рис. 2. Скорость волны ионизации в вывод согласуется с результатами
зависимости от напряжения пробоя.
работ сербской группы [1]. В этих
1-й импульс, р = 5 Торр, CRb = 12 работах
уменьшение
времени
мкс.
задержки связывают с вторичной
v, см/с
8
7
6
96
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
электронной эмиссией, производимой заряженными или возбужденными
частицами, которые остались после предыдущего разрядного импульса.
При задержках между импульсами порядка 10 мс эффект имеет
противоположный знак‒ предшествующий разряд увеличивает напряжение
пробоя (рис. 1б) (наблюдается «аномальный эффект памяти»). Еще одной
особенностью является отсутствие волны ионизации для τ<τ0 (рис. 1б).
Подобная ситуация наблюдалась нами и для разряда в азоте. Для объяснения
этого эффекта мы предполагаем, что в обоих газах в течение некоторого
времени после предшествующего импульса остаются объемные и
поверхностные заряды. Эти заряды, с одной стороны, предотвращают
возникновение пробоя между высоковольтным электродом и стенкой трубки
(то есть того пробоя, который инициирует волну ионизации [2]). С другой
стороны, они создают такую конфигурацию электрического поля между
электродами, что зажигание разряда в этом промежутке может происходить и
без волны ионизации, но при более высоких напряжениях.
Работа поддержана РФФИ, проект № 12-02-00583.
ЛИТЕРАТУРА
1. M. M. Pejović, G. S. Ristić, J. P. Karamarković,J. Phys. D: Appl. Phys. 35
(2002) R91.
2. R. E. Horstman, F. M. O. Lansink, J. Phys. D: Appl. Phys. 21 (1988) 1130.
ВЛИЯНИЕ ИОННО-ПЛАЗМЕННОГО АССИСТИРОВАНИЯ НА
СИНТЕЗ НИТРИДНЫХ ПОКРЫТИЙ ВАКУУМНО-ДУГОВЫМ
МЕТОДОМ
1,2
Крысина О.В. , Коваль Н.Н.1,2, Лопатин И.В.1, Шугуров В.В.1
1
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки
Институт сильноточной электроники Сибирского отделения Российской
академии наук, Россия, 634055, Томск, пр-т Академический 2/3;
2
Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение
высшего профессионального образования «Национальный исследовательский
Томский государственный университет», Россия, 634050, Томск,
пр-т Ленина 36, [email protected]
ВВЕДЕНИЕ
Вакуумно-плазменные методы осаждения широко применяются для
нанесения покрытий на основе нитридов переходных металлов, благодаря
высокой степени ионизации вакуумно-дуговой плазмы (до 100%), широкому
диапазону рабочего давления (10-1…10-4 Па), высокой скорости роста покрытий
(~10 мкм/ч), возможности регулировки параметров процесса синтеза покрытий
в широком диапазоне и использованию в качестве катода практически всех
металлов, сплавов и композитов [1, 2]. Износостойкие покрытия на основе
нитрида титана, несмотря на большое количество работ по их получению
ионно-плазменными методами, исследованию их свойств и структуры, до сих
пор вызывают интерес у исследователей. Многообразие комбинаций в условиях
97
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
осаждения покрытий приводит к новым результатам в цепочке (параметры
процесса)-(условия конденсации)-(структура и свойства покрытий). Стоит
отметить, что под условиями конденсации в методе вакуумно-дугового
осаждения, здесь подразумеваются состав и параметры плазмы, а именно,
потенциал и концентрация плазмы, температура электронов, плотность ионного
тока и др. При наличии в разрядном промежутке реакционно-активного газа
(азот, кислород и др.) на подложках формируются соединения на основе
материала испаряемого катода. В этом случае условия конденсации покрытий
влияют на формирование нитридов, оксидов или других соединений и на
элементный и структурно-фазовый состав покрытий. В большинстве случаев
при
получении
нитридных
покрытий
вакуумно-дуговым
методом
варьируемыми параметрами являются давление реакционно-активного газа, ток
дугового разряда испарителя, напряжение смещения [3-5].
В данной работе мы рассматриваем синтез нитридных покрытий в
режиме ионно-плазменного ассистирования, который осуществляется
благодаря
ионизации
рабочего
газа
плазменным
источником
с
комбинированным накаленным и полым катодом «ПИНК» [6]. Целью данной
работы было исследование параметров газометаллической плазмы и выявление
влияния плазменного ассистирования на характеристики нитридных покрытий,
синтезируемых вакуумно-дуговым методом.
ОБОРУДОВАНИЕ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА
Для исследования газометаллической плазмы и синтеза покрытий на
основе TiN использовалась автоматизированная ионно-плазменная установка
[7], оснащенная источником металлической плазмы (электродуговой
испаритель) и источником газовой плазмы (плазменный источник с
комбинированным накаленным и полым катодом «ПИНК»). Вакуумная система
установки, включающая пластинчато-роторный и турбомолекулярный насосы,
позволяла получать в объеме рабочей камеры остаточное давление <5·10-3 Па.
Для исследования плазмы был использован одиночный цилиндрический
ленгмюровский зонд и уникальная автоматизированная система для зондовых
измерений параметров плазмы [8], которая имеет следующие преимущества: 1)
относительно малое время измерения зондовой характеристики (~ 1 мин); 2)
высокая точность и качество измерений (±0,1% по каналу напряжения, ±0.5%
по каналу тока, разрядность АЦП – 14 бит); 3) полная автоматизация
измерений; 4) достоверность измерений; 5) простота эксплуатации. Зонд
располагался в центре камеры непосредственно на пересечении осей
плазменных источников, на расстоянии 450 мм от выходной апертуры «ПИНК»
и на расстоянии 300 мм от выходной апертуры дугового испарителя. Для
каждого выбранного режима снималась зондовая характеристика, по которой
графическим методом определялись плавающий потенциал и потенциал
плазмы. Температура электронов определялась из зондовой характеристики в
полулогарифмическом масштабе. Концентрация плазмы рассчитывалась по
электронной ветви зондовой вольтамперной характеристики.
98
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Давление рабочего газа (аргон, азот) составляло
≈0.3р Па при всех
выбранных режимах. Изменяемым параметром был ток дугового разряда
«ПИНК» при зондовых измерениях газовой (Ip=10÷50 А) и газометаллической
плазмы (Ip=10÷90 А). Исслед ование металлической и газометаллической
плазмы проводилось при токах дугового разряда испарителя Id=50 и 100 А. В
качестве материала катода использовался технически чистый титан (ВТ1-0).
Концентрация элементов в покрытиях TiN, где варьируемым параметром был
ток разряда плазменного источника «ПИНК» Ip=(0÷100 А), была измерена
методом Оже-спектроскопии. Остальные параметры режима осаждения для
покрытий были одинаковыми (Id=100 А; pN2=0,3 Па; Ub=Ufl).
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Результаты измерений параметров плазмы показали, что средняя температура
электронов в случае газоразрядной плазмы составила Te≈1.4 эВ, в случае
газометаллической плазмы – Te=(0.9-1.0) эВ.
При увеличении тока разряда (Ip=10÷90 А) источника газоразрядной плазмы с
использованием нереактивного газа аргона наблюдается рост потенциала (φpl) и
концентрации газовой плазмы (n) в пределах с 5.5 до 6.4 В и с 0.3·1016 до 5.2·1016 м3
, соответственно (рис. 1). В случае металлической плазмы при токе разряда
Id=100 А (рис. 2) без использования «ПИНК» концентрация плазмы составляет
n=4.6·1016 м-3, потенциал плазмы – φpl=4.8 В. В случае одновременной работы
источника металлической и газоразрядной плазмы рост тока разряда «ПИНК» при
постоянном токе разряда испарителя приводит к аналогичному росту потенциала и
концентрации смешанной газометаллической плазмы (рис. 2). Как видно, значения
концентраций газометаллической плазмы соответствуют сумме концентраций
газоразрядной плазмы при определенном токе разряда «ПИНК» и металлической
плазмы без работы «ПИНК». Аналогичная тенденция наблюдается для газовой и
газометаллической плазмы при использовании реактивного газа азота (рис. 3).
Рис. 2. Зависимость потенциала
Рис. 1. Зависимость потенциала
газометаллической плазмы (1) и ее
газовой плазмы (1) и ее концентрации
концентрации (2) от тока разряда
(2) от тока разряда «ПИНК»
«ПИНК» (газ – Ar, материал катода – Ti)
Т.о., изменением тока разряда «ПИНК» при вакуумно-дуговом осаждении
нитридных покрытий (режим ионно-плазменного ассистирования) можно
увеличивать концентрацию заряженных частиц азота, что способствует
99
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
интенсификации образования нитридных соединений на подложке и в промежутке
катод-подложка. Результаты элементного анализа для покрытий TiN, осажденных
при различном токе разряда «ПИНК», приведены на рис. 4. При осаждении
покрытий TiN из металлической плазмы в среде молекулярного азота при pAr~0,1
Па соотношение концентраций титана и азота 1:1. Соотношение Ti:N для покрытия,
напыленного с плазменным ассистированием при относительно невысоком токе
разряда «ПИНК» (20 А), также в пределах погрешности можно принять равным 1:1.
При дальнейшем увеличении тока разряда, а, следовательно, и доли заряженных
частиц азота (концентрации плазмы), происходит одновременное увеличение доли
азота в покрытии и соответственное уменьшение концентрации титана. Когда
соотношение тока разряда дугового испарителя и тока разряда «ПИНК» становится
равным 1:1, концентрация титана становится в ≈2 раза ниже, чем концентрация
азота. Для точного объяснения данного результата необходимы комплексные
исследования структурно-фазового состояния и тонкой структуры всех полученных
покрытий и, в частности, определение параметра решетки основной фазы δ-TiN.
Возможные объяснения данного явления следующие: 1) внедрение азота в
кристаллическую решетку δ-TiN, что приводит к увеличению параметра решетки;
2) образование других фаз нитрида титана (TixNy). Это является следствием
изменения условий синтеза покрытий и, в частности, таких параметров, как
скорость роста покрытий при значительном изменении тока разряда «ПИНК»;
температура подложки во время осаждения при большем токе «ПИНК» и др.
Рис. 3. Зависимость потенциала
Рис.
4.
Зависимость
газометаллической плазмы (1) и ее концентрации элементов покрытия
концентрации (2) от тока разряда TiN от тока разряда «ПИНК» (Оже«ПИНК» (Id=100 A)
спектроскопия)
Т.о., регулируя ток разряда «ПИНК» при вакуумно-дуговом плазменноассистированном осаждении покрытий, можно легко синтезировать
градиентные или многослойные покрытия с изменением стехиометрии слоев.
Для получения монофазного покрытия на основе нитрида титана
стехиометрического состава TixN, где x=1, ток «ПИНК» должен составлять 520% от общего тока на подложку. При этом синтезируемые покрытия обладают
100
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
большей плотностью и лучшей адгезией с подложкой, что расширяет сферу их
применения.
Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (проект
№13-08-98108-р_сибирь_а, №14-08-00997-а)
ЛИТЕРАТУРА
Физические основы и математическое моделирование процессов
вакуумного ионно-плазменного напыления./В.А. Барвинок, В.И. Богданович. – М.:
Машиностроение, 1999. – 309 с.
А.А. Андреев, Л.П. Саблев, С.Н. Григорьев. Вакуумно-дуговые покрытия.
– Харьков, ННЦ ХФТИ, 2010. – 318 с.
В.М. Шулаев. Вестник ХНАДУ, вып. 51, 2010, С. 130-134.
A. Mitsuo, T. Mori, Y. Setsuhara, S. Miyake, T. Aizawa. Nuclear Instruments
and Methods in Physics Research B206 (2003) 366–370.
И.М. Гончаренко, С.В. Григорьев, Н.Н. Коваль, Ю.Ф. Иванов. Физика и
химия обработки материалов 2001, № 5, с. 53-57.
Л.Г. Винтизенко, С.В. Григорьев, Н.Н. Коваль, В.С. Толкачев, И.В.
Лопатин, П.М. Щанин. Изв. ВУЗов. Физика. – 2001. – Т. 44. – №9. – С. 28-35.
V.V. Shugurov, A.A. Kalushevich, N.N. Koval, V.V. Denisov, V.V. Yakovlev.
Изв. Вузов. Физика. - 2012. - № 12/3. - С. 118-122.
I.V. Lopatin, N.N. Koval, S.S. Kovalsky, P.M. Schanin. Изв. Вузов. Физика. 2012. - № 12/2. - С. 206 – 210.
ОПТИЧЕСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ИМПУЛЬСНЫХ ОБЪЕМНЫХ
РАЗРЯДОВ В ИНЕРТНЫХ ГАЗАХ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ
Курбанисмаилов В.С., Омаров О.А., Рагимханов Г.Б.,
Арсланбеков М.А.,Абакарова Х.М., Али Рафид Аббас Али
Даггосуниверситет, Россия, [email protected]
Комплекс исследований в инертных газах (Не, Ar) атмосферного
давления позволил выявить ряд особенностей горения, присущих этим газам в
зависимости от условий инициирования разряда. Было показано, что в процессе
перехода от объемного разряда (ОР) к искровому существуют следующие фазы
развития: ОР, ОР с катодными пятнами (КП), ОР с КП и привязанными к ним
диффузными каналами, контрагированный искровой канал, сильноточный
диффузный режим (СДР) [1-3]. Исследуя оптическое излучение ОР при
высоких давлениях в (Не, Ar) обнаружены в спектре прикатодной плазмы
спектральные линии паров материала электродов, формируемых в разряде в
процессе распыления материала катода [1,4].
Поэтому практический интерес представляет исследование различных
характеристик плазмы объемных и контрагированных разрядов, сам процесс
перехода ОР в СДР и исследование спектрального состава излучения
приэлектродной плазмы в (Не,Ar) в режиме распыления материала электродов.
101
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Диагностика разряда включала регистрацию разрядного тока и напряжения на плазменном канале с применением цифровых осциллографов типа
Tektronix, фотографирование интегрального свечения разряда, а так же
фотографирование пространственно-временных картин свечения промежутка с
применением фотоэлектронного регистратора (ФЭР-2). Панорамный спектр
разряда регистрировался с помощью автоматизированного комплекса
монохроматор-спектрограф (MS-3504i). В некоторых экспериментах
использовалась система щелей, позволяющая регистрировать с помощью ФЭУ
свечение из различных областей разрядного промежутка.
Переход разряда от объемной стадии к канальной исследовался в
промежутке с площадью разряда s=12 см2 и расстояния между электродами d =
1 см, давление газа менялось в пределах 1-5 атм, напряжение пробоя – от
статического пробойного до сотни процентов перенапряжений.
В Не при атмосферном давлении при малых внешних полях (Е0<6 кВ/см)
горит однородный ОР (рис.1, фото 1), а развитие незавершенных
анодонаправленных плазменных каналов, привязанных к КП с высокой
проводимостью начиналось при плотности тока ~ 40 А/см2 (рис.1, фото 2-3).
При этом в межэлектродном пространстве еще сохранялась хорошая
однородность плазмы разряда. Увеличение плотности тока до 60 А/см2 (рис.1,
фото
4-5)
ведет
к
дальнейшему
продвижению
незавершенных
анодонаправленных каналов. При плотности тока более 100 А/см2 происходит
прорастание вдоль диффузного канала искрового канала (рис.1, фото 6), что
проявляется в виде второго резкого спада напряжения в конце импульса (см.
рис.2, время t3), обусловленного ростом проводимости в искровом канале.
1(3 кВ)
2(6 кВ)
3(10 кВ)
4(11 кВ)
5(12 кВ)
6(13 кВ)
Рис.1. Интегральные картины свечения промежутка в Не при различных
напряжениях на промежутке (р=1 атм, d = 1см).
Для выяснения влияния давления газа на однородность и устойчивость
ОР были выполнены исследования при более высоких давлениях. При
увеличении давления газа в промежутке разряд расконтрагируется и горит
однородно при полях Е0/p≤ Екр/p = 7,5 кВ/см атм. При полях Е0/p>Екр/p наблюдается большая плотность КП, из которых начинается формирование
незавершенных каналов, а столб разряда имеет высокую степень однородности.
Время существования объемной фазы разряда можно определить,
синхронизируя электрические характеристики с пространственно-временными
102
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
картинами свечения промежутка, снятыми ЭОПом (ФЭР-2) в режиме щелевой
развертки.
Рис.2.
Характерная
осциллограмма тока и напряжения
на промежутке в Не (U0 = 9 кВ, р =
3 атм, d = 1 см).
Здесь, времена:τсп1 = t2 – t1 –
время
коммутации
(время
формирования) объемного разряда;
τст = t3 – t2 – время однородного
горения разряда (длительность
объемной фазы); t3 – начало
контракции ОР в искровой канал.
На рис.3 представлены фотографии щелевой развертки (в динамическом
режиме работы ЭОП типа ФЭР-2) совместно с импульсом напряжения. Как
следует из рис.3 к моменту времени t3 на катоде зажигается КП, которое на
пространственно-временных картинах разворачивается в виде яркой дорожки.
КП отделено от столба разряда некоторым темным пространством и из КП
прорастает искровой канал. Зависимость тока разряда от времени имеет
характерную форму с двумя максимумами, соответствующими объемной и
канальной стадиям горения разряда [3].
Длительность ОР уменьшается с ростом плотности тока разряда и при
перенапряжениях в промежутке выше 300% ОР переходит в СДР. Например, в
таблице 1. приведены измеренные значения средней плотности тока плазмы
СДР в аргоне (рис.4) к моменту времени t=150 нс от начала резкого роста тока.
Необходимым условием зажигания СДР является достаточно сильная
предварительная
ионизация
и
соответственно
создание
столба
слабопроводящей плазмы.
Длительность
горения
сильноточного диффузного разряда
в Ar и He составляет ~10-6с. В
согласованном режиме питания СДР
горит при постоянном напряжении и
плотности тока. Электрическое поле
в столбе разряда ~103 В/см.
Особенностью
СДР
является
невысокое напряжение горения, при
котором ударная ионизация не
Рис.3.
Фотография
щелевой может обеспечить поддержание
развертки в разряде Не с импульсом проводимости столба плазмы.
напряжения при U0=10кВ (d=1см,
р=1 атм, 1 мм =4,3 нс, катод - снизу).
103
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Таблица 1.
E0, кВ/см
j, 103 A/см2
12
2
14
2,7
16
3,1
18
3,5
20
3,8
23
4,2
Рис. 4. Интегральные во
времени
фотографии
свечения разряда в аргоне с
предварительной
ионизацией (d=3 мм, p=3 атм).
1
2
3
4
В работе выполнены также исследования по изучению закономерностей
формирования спектра оптического излучения самостоятельного ОР в He при
различных энерговкладах в разряд. Наиболее интенсивные линии исследуемого
газа (Hе) и материала вещества электродов (Fe) для трех значений
прикладываемого поля были опубликованы в работе [4].
Для сравнения на рис.5 приведен панорамный спектр разряда в диапазоне
спектра (360-400 нм) для двух значений прикладываемого к промежутку поля.
Из рис.5 следует, что с увеличением энерговклада в разряд растет как
относительная интенсивность спектральных линий, так и возбуждаются в
разряде новые линии исследуемого газа и материала катода, хотя внешний вид
разряда еще характеризуется однородным свечением (рис.1, фото 1-2). При
энерговкладе в разряд 0,3 Дж на катоде зажигается одно катодное пятно с
интенсивностью немного отличающийся от ОР.
Анализ всего панорамного спектра спонтанного излучения материала
вещества катода и исследуемого газа показывает, что исследуемый спектр
имеет свои особенности. В частности, при возникновении на поверхности
катода катодных пятен и диффузных каналов (см. рис.1, фото 3-5)
(перенапряжение W ≥ 100%) в исследуемом разряде дополнительно зажигаются
спектральные линии исследуемого газа (Не) и (Fe) представленные в табл.2.
5000
6000
4000
5000
4000
3000
3000
2000
370
370
380
390
400
380
390
400
410
410
h 1
Рис.5. Панорамный
спектр в Не при различных начальных энерговкладах
в разряд (а - U0=6 кВ, б - U0 =12 кВ).
104
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Таблица 2.
U0≥6 кВ Fe, нм 354.012
He,
501.568
нм
633.68
667.815
673.317
843.96
При напряжениях пробоя U0≥ 12 кВ (перенапряжение W ≥ 300%)
промежуток перекрывается диффузными каналами и происходит контракция
ОР в искровой канал (см. рис.1, фото 6). При этом дополнительно зажигаются в
разряде только спектральные линии Fe: 399.739 нм; 404.58 нм. В режиме СДР
резко возрастает число спектральных линий материала вещества электродов,
связанных с взрывными процессами на катоде и образуется катодная плазма с
линиями Fe (см. табл.3), а также зажигается новая линия атома Не (492.19 нм).
Fe,
нм
Таблица 3.
391.36 394.81
396.61
419.56
750.73
843.96
862.61
868.86
871.03
894.52
925.83
Таким образом, выполненные исследования показывают, что особенности
возбуждения спектральных линий материала катода (Fe) и исследуемого газа
зависят от диаграммы энергетических уровней этих элементов.
Работа выполнена при финансовой поддержке Госзадания №2644.
Литература
1.
Курбанисмаилов В.С., Ашурбеков Н.А., Омаров О.А., Рагимханов
Г.Б., Гаджиев М.Х. //Прикладная физика. 2004. №3. С.41-46.
2.
Курбанисмаилов В.С., Омаров О.А. //ТВТ.1995. Т33. №3. С.346-350.
3.
Бычков Ю.И., Королев Ю.Д., Месяц Г.А., и др. Объемные разряды,
применяемые для накачки эксимерных лазеров. В кн.: Лазерные системы. –
Новосибирск: Наука, 1980. С.14 - 29.
4.
Курбанисмаилов В.С., Омаров О.А., Рагимханов Г.Б., Арсланбеков
М.А. //В сб.: Тезисы докл. XLI Межд. конф. по физике плазмы и УТС.
Звенигород, 2014. С.317.
ГЕНЕРАЦИЯ АНОМАЛЬНЫХ КОРОННЫХ РАЗРЯДОВ
ПОЛОЖИТЕЛЬНОЙ ПОЛЯРНОСТИ
Лелевкин В.М., Токарев А. В.
Кыргызско-Российский Славянский университет, Кыргызстан,
[email protected], [email protected]
Коронные разряды находят широкое применение в различных
технологических устройствах: электрофильтры, реакторы для синтеза озона и
др. [1,2]. Для решения технологических задач большой интерес представляют
факельные разряды объемного типа, относящиеся к аномальной разновидности
105
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
положительной короны [3]. В факельном разряде ток проходит через
ограничивающий резистор, сопротивление которого сопоставимо с
сопротивлением всего межэлектродного промежутка, что позволяет
значительно увеличить энергетический вклад в плазмообразующий газ и
уменьшить общие энергетические затраты устройства [4]. В настоящее время
большое внимание приковано к импульсным коронным факельным разрядам
(ИКР), которые позволяю управлять параметрами плазмы, повышать удельную
мощность плазменных устройств и значительно сокращать массогабаритные
показатели установок. В данной работе определены физических механизмов
формирования ИКР, разработаны эффективные способы реализации объемных
коронных разрядов и их применение в технологиях синтеза озона и очистки
газа.
Реализация факельного разряда (рис.1.а) осуществляется путем введения
в разрядную цепь индуктивности L1 и выполнения коронирующего электрода в
виде диска (толщина 0,05-0,1 мм, диаметр 3- 12 мм). Недостатком данного
способа является нестабильность коронного разряда, которое проявляется в
срыве объемной формы в обычную положительную корону под действием
внешних факторов [5].
Введение в разрядный контур инициирующего разрядника (ИР) (рис.1.б)
или ключевого элемента на базе импульсного тиратрона U1 в катодной цепи
(рис.1.в), позволяет формировать устойчивые линейные коронные факельные
разряды в геометрии провод-плоскость. В этом случае при напряжениях до 20
кВ ток ИКР на порядок превышает ток классического коронного разряда [6].
Исследование физических процессов в ИКР проводились на установке с
разрядным контуром (РК) коаксиальной геометрии (рис.2). В качестве
коронирующих электродов использовались провода диаметром 0,3 мм
изготовленные из алюминия, железа, меди, молибдена, серебра, вольфрама,
L1
L1
L1
1H
1H
1H
+ 20 кВ
а
+ 20 кВ
+ 20 кВ
в
б
U1
ИР
Рис. 1. Схемы реализации коронных разрядов объемного типа:
а) коронный факельный разряд; б,в) линейные коронные факельные
106
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
платины, золота, свинца, углерода и ртути. Отличительной особенностью
схемы является возможность подачи ускоряющего напряжения (0-2 кВ) на
катод от источника питания (ИП). При нулевом ускоряющем напряжении и
частотах включения тиратрона 0 и 10 кГц реализуются характеристики
классического коронного разряда.
Материал коронирующего электрода определяет величину ускоряющего
напряжения, при котором зажигается ИКР и электрический ток, протекающий в
разряде, на порядок больше тока классической короны. Установлено, что
материал коронирующего электрода оказывает влияние на формирование ИКР
за счет дополнительной ионизации разрядного промежутка рентгеновским и
ультрафиолетовым излучениями. Энергия квантов, излученных коронирующим
электродом, близка к краю поглощения кислорода и азота (400 и 531 эВ).
Рис. 2. Схема установки: РК – разрядный промежуток
коаксиальной геометрии,
Г5–54 - генератор импульсов, Осц. – осциллограф, ТГИ –
тиратрон импульсный
Излучение поглощается на длинах соизмеримых с размерами разрядного
промежутка, что производит к дополнительной ионизации плазмы и, как
следствие, к увеличению тока коронного разряда [7].
Исследования сравнительных характеристик синтеза озона из воздуха или
кислорода в положительном, отрицательном и ИКР разрядах производились в
охлаждаемой водой разрядной ячейке коаксиальной геометрии. Из полученных
значений концентрации озона от напряжения (рис.3.а) следует, что в воздухе
наибольшая концентрация озона образуется в импульсной положительной
короне. В положительном коронном разряде концентрация озона почти в десять
раз меньше чем в ИКР, а в отрицательной короне - еще меньше.
107
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
4
8
С, г/м3
С, г/м3
а
б
6
3
1
1
4
2
1
2
2
2
3
3
0
0
10
12
14
16
18
10
U, кВ
20
12
14
16
18
U, кВ
20
Рис. 3. Зависимость концентрации озона от напряжения для
коронных разрядов, горящих в воздухе (а), кислороде (б): 1,2,3 –
импульсная, отрицательная, положительная короны
При работе озонатора на кислороде, концентрация озона получается в 1.5
- 2 раза выше, чем в воздухе (рис.3.б.). Для данных типов коронных разрядов
генерация озона различна, например, при напряжении 20 кВ наибольшая
концентрация озона 7,6 г/м3 наблюдается для положительного ИКР, в
положительном коронном разряде образуется до 6 г/м3 , а в отрицательной
короне ~5 г/м3.
100
Таким образом, использование
%
ИКР для синтеза озона позволяет
существенно увеличить эффективность
80
работы плазмохимического реактора.
Сравнение
степени
очистки
воздуха и удельных энергетических
60
затрат, идущих на фильтрацию газа в
коронных разрядах разного типа,
проводились
на
электрофильтре
40
коаксиальной геометрии. По оси
осадительного электрода (диаметр 58,
длина
240
мм)
устанавливался
L мм.
20
коронирующий провод из нихрома
20
70
120
170
220
диаметром 0,2 мм.Запыленность воздуха
на входе в электрофильтр составляла
Рис.4. Степень улавливания
29 г/м3.
пыли в электрофильтре:
Как следует из результатов
1,2-отрицательная и
(рис.4), при скорости запыленного газа
положительная короны, 3- ИКР
2 м/с и напряжения 12 кВ степень
108
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
очистки воздуха для отрицательной (1) и положительной (2) короны
практически совпадают. Полное улавливание пыли в данных разрядах
происходит при длине электрофильтра 170 мм, тогда как при аналогичных
условиях в ИКР (3), 100 % степень очистки газа достигается уже при длине
порядка 75 мм (рис.4). При этом наблюдаются низкие энергетические затраты,
идущие на очистку газа, по сравнению с существующими электрофильтрами.
Увеличение расхода газа в 2 раза не приводит к существенному ухудшению
параметров электрической очистки газа для всех типов разряда. Установлено,
что электроочистка воздуха с эффективностью близкой к 100 %, при
промышленных скоростях и запыленностях газа, возможна в электрофильтрах с
габаритами на порядок меньше, чем существующие в настоящее время.
ЛИТЕРАТУРА
1. Першин А.Ф., Федорова А.В. Озонаторы коронного разряда в
медицине, пищевой промышленности и сельском хозяйстве. Третий
международный конгресс «Вода: экология и технология» – ECWATECH-98,
Москва, 1998, с. 671-672.
2. Ужов В.Н., Вальдберг А.Ю., Мягков Б.И., Решидов К.К.Очистка
промышленных газов от пыли. М., «Химия». 1981. - 392с.
3. Богданова Н. Б., Певчее Б. Г. Электрофизические свойства
факельного разряда при постоянном напряжении // ЖТФ. 1975. XLV. 61. - С.
97—104.
4. Мехтизаде Р.Н. Электрический разряд факельного вида как
средство
технологического
воздействия
на
материалы.
Проблемы
энергетики.№ 2. 2005.
5. Leievkin V.M., Tokarev A.V., Yudanov V.A. Electrical characteristics
of torch discharge. //Hakone 5. International symposium on high pressure, low
temperature plasma chemistry,Contributed papers, Milovy, (Chech republic 1996). р. 273-275.
6. Ашмарин Г.В., Лелевкин В.М., Токарев А.В.Формирование
линейного коронного факельного разряда. Физикаплазмы. 2002, т. 28, № 8. с.87.
7. Lelevkin V.M., Tokarev A.V. Pulsed alternating corona discharge of
positive polarity. Plasma Physics and Plasma Technology, PPT-7. 7 international
conferences. Minsk, Belarus, September, 17-21, 2012. - p. 157.
109
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ФИЗИЧЕСКАЯ ПРИРОДА ОГРАНИЧЕНИЯ КОММУТИРУЕМЫХ
ТОКОВ В ЦЕЗИЕВЫХ СЕТОЧНЫХ ПЛАЗМЕННЫХ КЛЮЧАХ
А.М. Марциновский, И.И. Столяров.
ФТИ им. А.Ф. Иоффе, 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул.,
26 [email protected]
Проблема полного (поджиг и прерывание) управления током с помощью
сетки в разрядной плазме всесторонне исследовалась в связи с разработкой
сильноточных радиационностойких плазменных ключей с малыми (1-2 V)
прямыми падениями, способных работать до температур окружающей среды
~1000К, для
инвертирования
постоянного
выходного
напряжения
термоэмиссионных реакторов-преобразователей космического назначения [1].
Плазменный цезиевый ключ – это термоэмиссионный диод, работающий
в режиме кнудсеновской низковольтной дуги (давление PCs<~ 0.01 Торр,
межэлектродное расстояние d ~1-3 mm), с расположенной между катодом и
анодом мелкоструктурной (ячейка ~0.1 mm) сеткой, на которую подаются
поочередно положительные и отрицательные импульсы напряжения для
поджига и гашения разряда. В режиме модуляции тока он включается
последовательно в цепь с источником коммутируемого напряжения Е и
нагрузкой Rа (рис 1а). При подаче на сетку отрицательного импульса
напряжения амплитудой – Vg ~ 10-50 V длительностью ~10-20 µs с крутым
(~100 ns) фронтом (t = 0) ленгмюровские слои у витков сетки расширяются,
Рис.1. а – ключ в режиме модуляции (и исследования), b – типичные
кривые запирания анодного тока, с – распределение потенциала
(потенциальной энергии электронов) в межэлектродном промежутке в
проводящем состоянии (1) и после начального запирания (2), d – ВАХ ключа с
рабочей точкой, е – схема расположения электродов в исследуемом приборе.
электрическая прозрачность ячейки уменьшается, и происходит
начальное запирание анодного тока до уровня Ires (рис.1b) на величину∆I=I0 -Ires,
(где I0 –ток в стационарном проводящем состоянии) тем большую, чем больше
– Vg . Запиранием тока вызывает возрастание напряжения на аноде ключа на
∆Va = ∆I*Ra. Это дополнительное напряжение, как показали исследования [1],
образует скачок потенциала ϕ12 в плоскости сетки (рис. 1с), на котором
формируется электронный пучок, вносящий в анодную область энергию
порядка (I - ∆I)∆V. Обычно анодное напряжение в проводящем состоянииVa0~
110
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
1.5 – 2 V(рис.1d) много меньше модулируемого напряжения E~10–50 V, и
возрастание энерговклада объясняло наблюдаемое на эксперименте увеличение
температуры электронов, скорости генерации ионов и концентрации плазмы (с
характерной задержкой ~1 µs) в анодной области. Таким образом, после
начального запирания одновременно происходит расширение приэлектродных
слоев, связанное с увеличением отбора ионного тока на витки сетки и
возмущением плазмы в их окрестности, и увеличение концентрации плазмы в
анодной области, стремящееся сузить слои и восстановить токопрохождение
[1]. Если амплитуда импульса достаточно велика и превышает критическое
значение – Vgг (напряжение гашения), превалирует первый процесс, и начальное
запирание заканчивается прерыванием тока через ~1 µs (режим гашения, кривая
2). Если Vg<Vgг ( по абсолютной величине), после начального запирания ток за
то же время ~1µs восстанавливается (режим негашения, кривая1).
Явление «аномального негашения» (АН) было обнаружено на верхнем
пределе рабочих давлений (PCs ~ (2.5 – 3)*10-2 Torr) как прекращение быстрого
роста начального запирания тока при увеличении амплитуды управляющего
импульса и даже уменьшение, а не увеличение ∆I/I0c ростом –Vg. При этом
восстановление тока после его начального запирания происходило за очень
короткое (50-100 ns) время [2]. В результате разряд переставал гаситься и в тех
случаях, когда при меньших амплитудах гашение уже достигалось, т.е рост
амплитуды сеточного импульса приводил не к улучшению, а к прекращению
гашения (рис.2b, кривая 3). Переход к режимам АН сопровождался аномально
быстрым ростом ионного тока насыщения на зонд в области сетка-анод значения n2 ~ 1014sm-3, соответствующие практически полной ионизации атомов
Cs, достигались за время меньшее 0.5µs, т.е. наблюдались скорости генерации
Гi ~ 1020 – 1021cm -3s-1. При этом основной рост концентрации происходил уже
после того, как заканчивался процесс восстановления тока и знерговклад в
анодную область снова уменьшался до уровня, отвечавшего проводящему
состоянию, т.е. за счет энергии, запасаемой электронами (свободными и
связанными) в момент большого энерговклада, при спаде и восстановления
тока. Это указывало на очень сильный разогрев электронов плазмы в момент
энерговклада, что подтверждалось аномально большим ростом светимости
спектральных линий Сs в анодной области. Зондовые ВАХ в период быстрого
роста ионного тока насыщения были настолько нестабильны, что их
невозможно было корректно снять, но их вид говорил об избытке быстрых
электронов в ФРЭ. В целом наблюдавшаяся картина прямо указывала на то,
что отпирание анодного тока происходит вследствие аномально интенсивной
ступенчатой генерации ионов в анодной области ПК за счет энергии, вносимой
туда электронным пучком на фронте сеточного импульса.
Но сам механизм разогрева плазмы электронным пучком был в тот
момент не до конца понятен. К этому времени подробные исследования
кинетики поджига кнудсеновской цезиевой дуги прямоугольным импульсом
напряжения и формирования разрядной плазмы показали, что катодный пучок
электронов с энергией 5-10 eV обеспечивает эффективный разогрев плазмы и
111
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
высокую скорость генерации ионов, намного превышающую скорость прямой
ионизации как-раз при концентрациях ~1010 – 1012cm-3, когда длина
энергетической релаксации электронов пучка на порядки превосходит длину
релаксации на парных кулоновских столкновениях [3]. Это прямо указывало на
то, что разогрев происходит за счет энергии ленгмюровских колебаний,
возбуждение которых наблюдалось в цезиевой кнудсеновской дуге с самого
начала ее изучения [4]. Обнаружение режимов АН сделало особенно
актуальным поиск конкретного механизма разогрева. И он был найден –
столкновительное затухание волн за счет рассеяния электронов плазмы на
атомах и ионах [2,5], что объяснило, наконец, последнюю непонятную деталь
механизма существования кнудсеновских низковольтных дуг. При этом
оказалось, что при больших энерговкладах за счет нерезонансной диффузии
электронов плазмы на колебаниях разогрев становится особенно эффективным,
и могут легко достигаться характерные для АН скорости генерации Гi ~ 1020 –
1021cm -3s-1 [6].
Но разогрев плазмы за счет коллективных процессов, даже с
привлечением модуляционной неустойчивости и генерации быстрых ионов в
кавернах [7], не объяснял главной особенности АН – возникновения таких
режимов на верхней границе рабочих давлений (PCs> ~ (2-3)*10-2Torr), которую
они, собственно, определяют. А, значит, и величину предельных токов эмиссии
катода и модулируемых токов плазменных ключей. Это определило
дальнейшее изучение АН в настоящей работе. Исследования проводились на
приборе, конструкция которого схематично представлена на рис.1. Были
воспроизведены полученные в [2] результаты – пики на зондовом ионном токе
насыщения и светимости линий, однако выяснилось, что это артефакты (при
закрытии щели монохроматора пики светимости не исчезали), обусловленные
внутренними наводками в измерительной аппаратуре. После устранения
наводок пики исчезли, а результаты оказались противоположными полученным
ранее в [2].
На рис.2а представлено типичное семейство кривых запирания анодного
тока I(t) при возрастающей амплитуде сеточного импульса. До Vg ~ – 20 В
динамика соответствует нормальному негашению – начальное запирание
растет, время восстановления увеличивается с ростом импульса. При Vg = –
21.2 V (кривая 8) отпирание тока начинает сдвигается влево, что
свидетельствует о переходе к режиму АН. И если при нормальном негашении
рост ионного тока насыщения на зонд (пропорционального концентрации
плазмы) после начального запирания анодного тока, как обычно, увеличивается
с ростом амплитуды сеточного импульса (рис.3b, кривые 1-4), то при переходе
к АН ток начинает быстро уменьшаться (кривые 5-6). Зондовые ВАХ для
режимов 5 и 6 для всех моментов времени имели обычный вид, и для них
температура электронов в анодной области оказалась заметно ниже, чем для
режима 4. Полученные результаты показывают, что в режимах АН рост
концентрации плазмы в анодной области просто отслеживает динамику
112
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
изменения анодного тока после подачи сеточного импульса и не является
основной причиной восстановления проницаемости сеточной ячейки.
Рис.2. а, b – запирание анодного тока,–Vg, V:1–14.2, 2–14.8, 3 –16.0, 4 –
17.1, 5–17.9, 6 –19.0, 7 – 20.2, 8 – 21.2, 9 – 22,4; b – ионный ток насыщения на
зонд (напряжение на зонде – 5 V) после начального запирания (t=0), –Vg, V: 1–
16.7, 2– 18.0, 3 – 19.0, 4 – 20.0, 5 – 21.2, 6 – 22,4.
Анализ возможных механизмов ионизации и подвода ионов в ячейку
сетки показал, что таким механизмом может быть только прямая ионизация
электронным пучком, формирующимся на скачке потенциала ϕ12
непосредственно в ячейке. Расчеты токопрохождения с учетом прямой
ионизации показывают, что она объясняет не только определяющую роль
давления в возникновении АН, но и все основные его закономерности.
Таким образом, ограничение рабочих давлений цезия и соответственно
управляемых токов уровнем 5-10 А/cm2 (для наиболее эффективных катодов)
является принципиальным для плазменных ключей в обычных режимах, и для
увеличения модулируемых токов надо использовать другие возможности –
например, переход к обрывным гашениям. Кроме того, следует подчеркнуть,
что прямая ионизация в ячейке должна играть существенную роль и в обычных
режимах «инерциального» гашения. То же относится к рассмотрению переноса
тока через сетку, находящуюся в плазме, прохождения тока через объемную
сетку [8], интерпретации механизма обрывных гашений [9]. По существу,
концепция сеточного управления должна учитывать в общем случае оба
фактора восстановления тока – и ступенчатую ионизацию в области сетка –
анод, и прямую ионизацию в сеточной ячейке.
ЛИТЕРАТУРА
1.В.Б. Каплан, А.Н. Макаров, А.М. Марциновский и др. ЖТФ (1977) 47 274.
2.Ф.Г.Бакшт, В.Б. Каплан, А.М. Марциновский и др. ПЖТФ(1979) 5 905.
3.A.A. Bogdanov, V.B. Kaplan, A.M. Martsinovsky et al. J. de Phys. (1979) 40
suppl. an no7 C7-337.
113
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
4.Ред. Б.Я. Мойжес и Г.Е. Пикус. Термоэмиссионные преобразователи и
низкотемпературная плазма. Наука, Москва, 1973.
5 Ф.Г. Бакшт, А.А. Богданов, В.Б. Каплан, и др. Физика плазмы (1980) 7 547.
6.Ф.Г.Бакшт, А.А. Костин, А.М. Марциновский и др. ПЖТФ (1981) 7 1271.
7.Н.И. Алексеев, В.Б. Каплан, А.М. Марциновский и др. ЖТФ (1997) 67 №6
15.
8.Н.И. Алексеев, В.Б. Каплан, А.М. Марциновский и др. ЖТФ (1996) 66 №6
56.
9.В.Б. Каплан, А.М. Марциновский, А.С. Мустафаев и др. ЖТФ (1977) 47
2068.
ПЕРЕХОД СЛАБОТОЧНОГО РАЗРЯДА С
САМОНАКАЛИВАЕМЫМ ПОЛЫМ КАТОДОМ В СИЛЬНОТОЧНЫЙ
ИМПУЛЬСНЫЙ РЕЖИМ
Гаврилов Н.В., Меньшаков А.И., Соломонов В.И., Липчак А.И.
Институт электрофизики УрО РАН, Россия,620016, Екатеринбург, ул.
Амундсена, 106.
E-mail:[email protected]
Сильноточный режим горения разряда низкого давления с полым катодом
без катодных пятен с плотностью тока на катоде до 50 А/см2 при напряжении
до 1 кВ был впервые реализован в [1]. В системе с удержанием быстрых
электронов в магнитном поле также получен сильноточный режим разряда с
растущей вольтамперной характеристикой (ВАХ) с токами в сотни ампер при
напряжении до 1 кВ и давлении 10-3-10 мм.рт.ст. [2]. В настоящее время такой
режим горения разряда широко используется в технологии магнетронного
нанесения покрытий. Основным достоинством метода HiPIMS (High-Power
Impulse Magnetron Sputtering) является большая доля ионов металла в потоке
распыленных частиц (десятки ат.% ). В [2] был обнаружен и низковольтный
режим горения разряда (~90 В) в диапазоне токов 10-1000 А с плотностью
катодного тока до 50 А/см2. Согласно анализу, проведенному авторами [2], в
этом режиме преобладает термический механизм ионизации газа.
Предложенный механизм HiPIMS основан на самораспылении катода и
интенсивной ионизации атомов метала, которые с высокой вероятностью
возвращаются на катод, поддерживая устойчивое горение разряда в
сильноточной форме с преимущественно ионным током на катоде [3]. Другой
механизм, предложенный для псевдоискрового разряда, основан на
возникновении под действием ионного потока многочисленных микродуг на
поверхности катода и генерации плотной металлической плазмы, граница
которой служит источником электронов, которые ускоряются в области
катодного падения потенциала и эффективно ионизируют газ [4].
114
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Как известно, тлеющий разряд с термоизолированным полым катодом
при увеличении тока переходит в самонакаливаемый режим. В соответствии с
уравнением Ричардсона плотность тока электронной эмиссии нелинейно
зависит от температуры катода. Так, увеличение температуры вольфрамового
(W) катода (2000 оС) на 10% приводит к росту тока эмиссии более, чем на
порядок величины. В импульсном режиме можно обеспечить нагрев
поверхностного слоя до температуры плавления материала катода без
нарушения его механической прочности. Причем, если катод предварительно
нагрет до температуры термоэмиссии, то не потребуется значительного
энерговклада в импульсе, чтобы обеспечить большой ток термоэмиссии катода.
Оценки, проведенные для W катода,
показывают, что при длительности
импульса ~100 мкс нагреваться
будет слой толщиной ~0,1 мм. При
частоте повторения импульсов ~ 100
Гц средняя температура катода
будет незначительно превышать его
температуру в слаботочном разряде.
Целью настоящей работы
является
исследование
реакции
разряда
с
Рисунок 1. Электродная схема слаботочного
самонакаливаемым полым катодом
разрядной системы
(СНПК) на приложение высоковольтного импульса напряжения, определение условий его перехода в
сильноточный разряд с относитель-но невысоким напряжением горения и
изучение процессов на катоде и в плазме в процессе перехода.
Эксперименты проводились в электродной системе (рис. 1), состоящей из
трубчатого катода 1, с внутренним диаметром 8 мм, толщиной стенки 1 мм и
длиной 70 мм, помещенного в
водоохлаждаемый
корпус
2,
тепловых экранов 3 и дискового
анода 4. Катод из нитрида титана
формировался
по
методике,
описанной авторами в [5], в
процессе горения разряда с
титановым катодом в потоке азота.
Сформированный
TiN
катод
способен работать без катодного
пятна при токах в несколько
десятков ампер в непрерывном
Рисунок
2.
Характерные
режиме. Схема питания разряда осциллограммы тока в цепи катода (I)
состоит из источника постоянного и напряжения горения разряда
тока 5 (0,5-15 А) с устройством (U).(100 V/div, 50 A/div, 50 µs/div)
импульсного поджига, а также
115
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
источника питания 6 с длительностью импульса 0,1-1 мс, частотой до 100 Гц и
током до 400 А при напряжении до 1 кВ.
Поток азота через катодную полость регулировался в пределах 40400 см3/мин. Импульсы тока и напряжения регистрировались осциллографом
TektronixTPS-2024. Излучение плазмы передавалось на входную щель
спектрографа через кварцевое окно вакуумной камеры с помощь
многожильного кварцевого световода. Для регистрации интегрального по
времени спектра свечения плазмы вблизи апертуры СНПК в диапазоне от 200
до 450 нм использовался дифракционный спектрограф ОС-12С.
В условиях эксперимента разряд постоянного тока с полым катодом
переходил из режима тлеющего разряда в низковольтный разряд с СНПК в
диапазоне токов от 0,5 до 6 А. На рис. 2 приведены осциллограммы тока и
напряжения горения импульсного разряда. В системе с СНПК наблюдается
переходная стадия 1, во время которой разряд горит в высоковольтной форме
(400-600 В) с током 20-40 А, зависящим от приложенного напряжения, которое
в течение стадии 1 не меняется.
Спустя некоторое время t,
зависящее от величины потока газа
Q, напряжения зарядки формии
тока
рующей
линии
Uo
стационарного разряда Io, происходит скачкообразное переключение
разряда в сильноточную форму 2c
амплитудой тока до 300 А и
Рисунок 3. ВАХ импульсного
разряда при значениях тока I0 от 0,5 до
15 А.
напряжением горения ~200 В. ВАХ
импульсного
разряда
являются
растущими для всех значений Io (рис. 3),
причем с увеличением тока Io напряжение
горения импульсного разряда снижается.
С ростом напряжения зарядки линии Uo
амплитуда тока импульсного разряда
увеличивается,
а
длительность
промежуточной стадии 1 сокращается
(рис. 4).
Рисунок
4.
Зависимости
длительности переходной стадии 1 и
амплитуды тока в сильноточной
стадии 2 от величины приложенного
напряжения.
116
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Эксперименты с холодным полым катодом показали, что при подаче на
промежуток высоковольтного импульса (до 800 В) вначале возникает разряд с
током ~1 А, затем с задержкой порядка нескольких десятков мкс начинается
практически линейный рост тока до ~100 А в течение ~ 50 мкс, после чего
разряд переходит в дугу с катодным пятном. Нагрев катода при повышении
частоты повторения импульсов способствует достижению больших токов
разряда. Однако перехода в сильноточный низковольтный режим в системе с
холодным катодом не наблюдалось.
Измерения спектра плазмы на выходе СНПК показали, что в слаботочном
разряде спектр представлен линиями нейтрального молекулярного азота
(рис. 6). При наложении высоковольтных импульсов (200 мкс, 50 Гц) в спектре
появляются линии атомов и однозарядных ионов титана (TiII (318,6 и 323,4 нм)
и TiI (328,2 нм)), интенсивность которых растет с увеличением тока.
С помощью оптического
пирометра ЛУЧ (Рида-С, г. Самара)
было
измерено
распределение
температуры
вдоль
внешней
поверхности катода в слаботочном
разряде.
С
учетом
перепада
температуры на стенке катода
получены распределения температуры и плотности тока эмиссии по
внутренней поверхности катода.
Сделаны оценки степени импульсного нагрева поверхности катода в
течение импульса, из которых
следует, что при локализации
Рисунок 5. Спектры излучения
разряда в области активной зоны
плазмы разряда с СНПК: 1 –
прирост
площадью ~3см2
непрерывный режим с током 2 А, 2 –
температуры поверхности за время
режим
с
нало-жением
переходной стадии может составить
400 оК, что обеспечивает рост тока высоковольтных импульсов.
термоэмиссии на два порядка
величины до пиковых значений, соответствующих наблюдаемым в
эксперименте. Однако, во-первых, ток за время переходной стадии не
меняется, а, во-вторых, более вероятно увеличение в несколько раз размеров
эмитирующей поверхности катода за счет осцилляции электронов.
Расчет распределения концентрации и общего числа нейтралов в
катодной полости показал, что для поддержания полного тока разряда на
уровне 300 А необходимо, чтобы в течение импульса нейтрал многократно
ионизовался в плазме и нейтрализовался на катоде. Другим вариантом
поддержания сильноточного разряда является интенсивное распыление и
ионизация атомов материала катода, что подтверждается данными оптической
спектроскопии. Следует отметить важную роль именно роста концентрации
117
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
металлической плазмы, так как повышение расхода азота с 40 до 400 см3/мин
приводило к монотонному уменьшению тока и росту напряжения импульсного
разряда.
Таким образом, проведенные эксперименты показали, что слаботочный
разряд с самонакаливаемым полым катодом из TiN при наложении импульса
напряжения (0,4-1 кВ) может быть переведен в сильноточный сверхплотный
разряд с током до 300 А и относительно невысоким напряжением горения 200300 В, причем такой разряд стабильно горит при длительности до 1 мс без
образования катодных пятен.
Работа частично финансировалась РФФИ (проект 14-08-00249-а) и
поддержана Стипендией Президента РФ для молодых ученых (СП4355.2013.1).
ЛИТЕРАТУРА
1. Л.Ю. Абрамович, Б.Н. Клярфельд, Ю.Н. Настич. ЖТФ. 36 (1966) 714.
2. Д.В. Мозгрин, И.К. Фетисов, Г.В. Ходаченко. Физикаплазмы. 21 (1995)
422.
3. A. Anders. Surface and Coatings Technology. 205 (2011) 1–9.
4.Korolev Y. D., Frants O. B., Landl N. V. at all. IEEE Transactions on Plasma
Science. 2013. Vol. 41, No 8, P. 2087 – 2096.
5. Н.В. Гаврилов, А.И. Меньшаков. Письма в ЖТФ, 2012, т. 38, в. 22, с. 58 –
64.
ОСОБЕННОСТИ ПРОСТРАНСТВЕННОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ
НАПРЯЖЕННОСТИ ПОЛЯ МНОГОКАНАЛЬНОГО РАЗРЯДА С
ЖИДКИМ КАТОДОМ
Гайсин Аз.Ф., Гайсин Ф.М., Мыльников Р.С., Насибуллин Р.Т.
Набережночелнинский институт КФУ, Россия,
г. Набережные Челны, пр. Мира 68/19, [email protected]
Изучение распределений потенциала и напряженности электрического
поля имеет огромное значение для понимания физических процессов,
происходящих как в плазменном столбе, так и в приэлектродных областях
электрического разряда. При горении электрического разряда в форме
тлеющего
данные распределения
хорошо
изучены. Однако для
многоканального разряда распределения потенциала и напряженности
электрического поля существенно отличаются от тлеющего разряда [1, 2]. Это
связано в первую очередь с распределением параметров по нескольким каналам
и образовании пространственной структуры таких распределений. При этом
большой интерес представляет сама организация каналов многоканального
разряда и причины распределения потенциалов в пространстве
многоканального разряда.
118
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Для выявления возможных закономерностей распределения потенциала и
напряженности электрического поля были проведены серии экспериментов по
пространственному измерению потенциалов и последующему рассчитыванию
напряженности электрического поля. На рис. 1 представлена фотография
многоканального разряда, для которого проводилось исследование параметров.
Разряд имеет 5 каналов, каждый из которых дает на поверхности проточного
электролитического катода пятно неправильной формы.
Рис. 1. Фотография МР
при Р = 25 кПа, I = 250 мА,
dА = 5 мм, v = 0,1 м/с:
катод – техническая вода,
анод – сталь 45.
Рис. 2. Форма катодных пятен на поверхности
проточного электролитического катода по рис
.1 (вид сверху): 1 – плоскость АА′,
в которой проводились измерения; 2 –
катодные
пятна
каждого
канала;
3 – область, за которой не проводились
измерения потенциала.
На рис. 2 показаны схематическое изображение формы катодных пятен на
поверхности катода, а также плоскость проведения зондовых измерений
потенциала. Плоскость измерений АА′ пересекает 2 канала многоканального
разряда и максимально приближена к оси разряда. Окружностью на рис. 2
показана область проведения исследований. За пределами данной области
горение разряда не наблюдается.
Результаты обработки экспериментальных данных показаны на рис. 3.
Исследование распределения напряженности поля в плоскостях, поперечных
оси разряда (плоскость АА′), показало, что напряженность электрического поля
имеет существенное значение в каналах многоканального разряда, а в ореолах
вокруг каналов напряженность поля практически равна нулю. Некоторое
наличие напряженности электрического поля вблизи анода связано с
119
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
увеличением плотности линий тока разряда и приэлектродными явлениями
вблизи металлического анода.
Рис. 3. Поперечное распределение напряженности электрического поля в
плоскости АА′: 1 – на высоте 0,75 мм над уровнем электролита; 2 – на высоте
1,5 мм; 3 – на высоте 2,5 мм; 4 – на высоте 3,5 мм; 5 – на высоте 4,5 мм; 6 – на
высоте 5,5 мм.
ЛИТЕРАТУРА
1. Al.F. Gaisin, R.T. Nasibullin Peculiarities of an Electric Discharge between
an Electrolytic Cathode and a Metal Anode, Plasma Physics Reports, 2011, Vol. 37,
No 10, pp. 896-903.
2. Латыпов А.З., Мыльников Р.С., Насибуллин Р.Т., Шарифуллин И.Н.
Некоторые особенности электрических характеристик электрических
разрядов с жидким катодом, Международная научно-практическая
конференция «Перспективные инновации в науке, образовании, производстве и
транспорте 2013», сборник научных трудов, Одесса, т. 4, 2013, с. 57-59.
120
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЭНЕРГОВКЛАД НА НАЧАЛЬНОЙ СТАДИИ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО
ПРОБОЯ В МИКРОПУЗЫРЬКОВОЙ СРЕДЕ
Василяк Л.М.1, Ветчинин С.П.1, Куликов Ю.М.2, Печеркин В.Я.1,
Панов В.А.2, Сон Э.Е.1
1
Объединенный институт высоких температур Российской академии
наук, Россия, г. Москва, ул. Ижорская, д.13, стр.2, 125412. [email protected]
2
Московский Физико-Технический Институт, Россия, г. Долгопрудный,
Институтский пер., д.9. [email protected]
В настоящее время очистка воды от различных загрязнений является
актуальной задачей во многих странах мира. Однако, все методы очистки такие
как химические, биологические и физические имеют свои достоинства и
недостатки, связанные с как с наработкой химически активных радикалов, так и
с побочным негативным воздействием. Как правило, для разрушения и
удаления примесей, например таких как, спирты, альдегиды, и др. используют
наиболее сильные окислители - радикалы гидроксильной группы [1]. В
качестве генератора ОН-радикалов может выступать плазменный разряд в воде,
при котором происходит интенсивная наработка радикалов. Чем больше объем
жидкости, в который удается вложить энергию для образования ОН-радикалов,
тем выше эффективность процесса [2]. Сложность обработки загрязненной
жидкости электрическим разрядом состоит в его способности к контракции.
При этом только небольшая область обрабатываемой жидкости подвергается
воздействию разряда, в то время как большая часть жидкости остается
необработанной. Для решения этой проблемы было предложено осуществлять
предварительное насыщение жидкости микропузырьками воздуха.
В настоящей работе исследовано развитие разряда в водопроводной воде
с микропузырьками, распределенными по всему объему в сравнении с пробоем
той же жидкости без пузырьков. Микропузырьки создавались путем подачи
сжатого воздуха через микропористую мембрану. Для формирования разряда
использовалась генератор импульсных напряжений, состоящий из емкостного
накопителя и управляемого газового разрядника. Разрядная камера
представляла собой вертикально ориентированную кварцевую трубку с
закрепленными в ней электродами. Высоковольтный электрод выполнен в виде
стержня с конусным наконечником, земляной – в виде цилиндра с
закругленным концом. Регистрация напряжения и тока разряда осуществлялась
с помощью 4-х канального осциллографа TektronixDPO7054 C. Одновременно
велась скоростная съемка камерой RedLakeMotionProX3. Включение записи
было синхронизовано с подачей импульса разрядного напряжения.
Полученные
экспериментальные
результаты,
показывают,
что
плазменные каналы при распространении между электродами в
микропузырьковой жидкости (МПЖ) занимают больший объем, чем в
жидкости без пузырьков, что указывает на различные механизмы развития
разряда.
121
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Более высокое значение пробойного напряжения для МПЖ
свидетельствует об отсутствии хорошо проводящего канала. Вычисленные
значения вкладываемой энергии на начальной стадии до замыкания
промежутка высокопроводящим каналом оказались меньше для МПЖ по
сравнению с жидкостью без пузырьков (рис. 1).
Рисунок 1 - Вычисленные значения вкладываемой энергии на начальной
стадии до замыкания промежутка высокопроводящим каналом для рабочей
жидкости без пузырьков, с газосодержанием 3% и 10%.
Однако время, за которое происходит энерговклад в микропузырьковую
среду, существенно меньше аналогичного для воды [3].
Таким образом, нами получено, что за одинаковое время обработки в
предпробойной стадии развития канала вкладываемая энергия в МПЖ занимает
больший объем, чем в обычной жидкости.
Величина вкладываемой энергии существенно меньше, что позволяет
предположить уменьшение потерь на нагрев жидкости токами проводимости.
ЛИТЕРАТУРА
1. MiichiT. etal. Generation of radicals using discharge inside bubbles in
water for water treatment. Ozone: Science and Engineering. 2002. V. 24. I. 6. P. 471
- 477
2. Kawano S. et al. Influence of pulse width on decolorization efficiency of
organic dye by discharge inside bubble in water. Journal of Physics: Conference
Series. 2013. V. 441. P. 1-6
3. Vetchinin S.P., Son E.E., Vasilyak L.M., Pecherkin V.Ya., Kulikov Y.M.,
Panov V.A., Comparison of time lags for liquids with and without microbubbles
XXIX International Conference on Equations of State for Matter, Elbrus 2014
122
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗРЯДА В МНОГОПИНОВОЙ ПЛАЗМОХИМИЧЕСКОЙ ЯЧЕЙКЕ В МИКРОПУЗЫРЬКОВОЙ СРЕДЕ ДЛЯ
ОЧИСТКИ ВОДЫ
1
Василяк Л.М. , Ветчинин С.П.1, Куликов Ю.М.2, Печеркин В.Я.1,
Панов В.А.2, Сон Э.Е.1
1
Объединенный институт высоких температур Российской академии
наук, Россия, г. Москва, ул. Ижорская, д.13, стр.2, 125412. [email protected]
2
Московский Физико-Технический Институт, Россия, г. Долгопрудный,
Институтский пер., д.9. [email protected]
С увеличением темпов роста экономики увеличиваются и объемы
производств материальных благ. На сегодняшний день большая доля
приходится на высокотехнологичные производства, такие как изготовление
микросхем, чипов памяти, процессоров и других изделий микроэлектроники. В
связи с этим увеличиваются и объемы отходов их производства.
В контексте повышения уровня загрязнений, разработка технологии,
позволяющей снизить уровень вредных выбросов подобных производств,
представляется крайне важной и экономически перспективной.
Технология электрического разряда в микро-пузырьковой могла бы стать
подобным решением по следующим причинам. Плазменный метод обработки
жидкости связан с разложения органических загрязнителей (далее речь пойдет
только об органических примесях) путем термического воздействия.
Активность химической реакции разложения связана с тем, насколько развита
поверхность раздела фаз жидкость-газ. Таким образом, предварительно
барботируя жидкость воздухом, можно получать большое количество
пузырьков, что означает большую площадь поверхности фазового раздела, что,
существенно, повысит эффективность. Также в жидкость вводится большое
количество кислорода, способствующего протеканию реакций окисления
органических соединений.
На сегодняшний день создан ряд устройств, использующих
электрический разряд для очистки воды. Однако общей для многих из них
проблемой является низкая степень очистки вследствие контракции разряда и
уменьшения полезной области обработки.
Предлагаемая многопиновая плазмо-химическая ячейка реализует
квазиобъемный разряд в секционированной системы электродов (рис. 1),
увеличивая тем самым рабочую область обработки воды в ячейке. Такая
конструкция ячейки позволяет снизить пробойное напряжение вследствие
перекрытия соседних ионизационных зон с соседних электродов, и сделать
распределение тока в ячейке более равномерным. Это приводит, с одной
стороны, к уменьшению эрозии электродов, и повышению эффективности
энерговклада в окружающую жидкость.
В плазменной области могут реализовываться три механизма воздействия
на химическое вещество.Первый возможный механизм. Последовательное
123
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
возбуждение вращательных и колебательных степеней свободы молекулы
вследствие омического прогрева (омических потерь в разряде) приводящее, в
конечном счете, к развалу молекулы при достижении определенной
температуры.
Рисунок 1 – Система секционированных электродов «острие-плоскость».
Второй возможный механизм. Диссоциация молекул примесей и воды
электронами разряда.
Третьим возможным поражающим фактором для эффективного
разрушения молекул загрязнителя является производимое плазмой УФ
излучение. Его спектр зависит от температуры плазмы, а также от состава
газовой смеси, в которую дополнительно вводятся разные газы.
Четвертый возможный механизм. Реакции окисления-восстановления с
участием атомов водорода и кислорода, полученных в результате разряда и
диссоциации молекул воды.
Пятый способствующий механизм. Значение скорости звука в
микропузырьковой среде меньше значения в воде и в газе. Основываясь на
этом, уже при скоростях потока порядка 20-30 м/с во входной части ячейки
реализуется сверхзвуковое течение. В налетающем на пины (катодные
элементы, расположенные в потоке) потоке возникает ударная волна, в которой
происходит дробление пузырьков на более мелкие, что приводит, как
указывалось выше, к созданию благоприятных для пробоя условий.
В данной многопиновой плазмо-химической ячейке раскрываются и
используются свойства микропузырьковой среды, не раскрытые и не
использованные в [1].
Т.к. напряженность поля в пузырьке в три раза больше напряженности
поля в воде, то ионизация происходит преимущественно в пузырьках, что
позволяет понизить напряжение пробоя в рабочей смеси. Использование
пузырьков позволяет сделать ионизацию более однородной и увеличить
область разряда.
124
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Многопиновая плазмо-химическая ячейка рассчитана на подключение к
различным источникам питания. В зависимости от типа подключаемого
источника в ячейке превалирует тот или иной механизм воздействия.
На рис. 2 приведена схема экспериментальной установки.
Рисунок 2 – Общая схема экспериментальной установки
Необходимая газовая смесь из компрессорной установки (17) по
воздушной линии, включающей регулирующий давление (расход) вентиль (18)
и манометр (19) и расходомер (20), поступает в камеру смешения (6). Рабочая
смесь, в зависимости от условий обработки, либо сразу помещается в резервуар
(8), либо подается из дополнительной выносной закрытой емкости (11)
посредствам крана (10). Трехходовой кран (7) служит для организации
циклической обработки, при котором обрабатывая жидкость циркулирует в
замкнутом контуре (8-9-12-13-16-6-1-21-7-8), или однопроходной обработки,
при которой рабочая смесь поступает из одного из резервуаров (8, 11), и после
обработки собирается в емкости (22). Необходимый расход жидкости
обеспечивается насосной станцией (13), включающей в себя насос и регулятор
частоты для управления расходом жидкости. Из насоса жидкость поступает в
камеру смешения с диспергатором (6). После образования пузырьковой
жидкости она с высокой скоростью поступает в ячейку (1), где на пинах (3)
возникает ударная волна и происходит измельчение пузырьков. Далее
мелкодисперсная пузырьковая среда движется через разрядную область, где
происходит ее обработка.
После обработки жидкость поступает либо в один из резервуаров. Отбор
скапливающих в резервуаре газов осуществляется с помощью вакуумной
колонны (23) и клапанов (24, 25).
125
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Параметры работы системы фиксируются манометрами воды (14) и
воздуха (19), расходомерами воды (15) и воздуха (20), встроенным в резервуар
(8) термометром.
Для фиксирования электрических параметров в цепь питания электродов
может быть включен осциллограф или иной измерительный прибор.
Для отбора пробы на анализ качества обработки предусмотрен кран (21) и
емкость (26).
Основные эксперименты проводились при следующих параметрах:
давление жидкости: 4 атм.;
расход рабочей жидкости: 33.3 л/мин;
давление газа (воздуха): 7 атм.;
расход газа: 250 л/мин;
напряжение на электродах: (2-2.5) кВ;
суммарный ток электродов: (1-2.5) А;
При описанных выше параметрах достигнута степень очистки 20%.
Дальнейшее увеличение степени очистки возможно при увеличении
концентрации кислорода в пузырьках и уменьшении их размера.
ЛИТЕРАТУРА
1. Быков А.А., Попов В.В., Великодный В.Ю. Патент РФ №86941
Плазменно-биохимический
реактор;
заявитель
и
патентообладатель
Великодный В.Ю., зарегистрировано от 09.06.2009 г.
ОСОБЕННОСТИ РАСТЕКАНИЯ ИМПУЛЬСНОГО ТОКА И
ВОЗНИКНОВЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПРОБОЯ В ПЕСКЕ
Василяк Л.М., Ветчинин С.П., Панов В.А., Печеркин В.Я., Сон Э.Е.
Объединенный институт высоких температур РАН, Россия
[email protected]
Интерес к растеканию больших импульсных токов и возникновению
электрического пробоя в грунте в настоящее время связан с необходимостью
усовершенствования систем молниезащиты в электроэнергетике [1], а также с
исследованиями строения земной коры с помощью мощных импульсов тока,
например, от взрывомагнитных генераторов [2]. При ударе молнии возникает
быстро меняющийся много килоамперный ток, который воздействует на грунт
и вызывает искрообразование, в результате чего и свойства грунта и
характеристики заземления могут значительно отличаться от величин,
полученных при протекании стационарного тока. В настоящее время при
проектировании и эксплуатации систем молниезащиты за базовые значения
принимаются расчетные и опытные данные по сопротивлению заземления для
низкочастотных воздействий. Кроме того используется модель однородного
распределения токов в земле, а искрообразование учитывается по простейшей
126
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
модели увеличения эффективного размера заземлителя. При возникновении в
грунте плазменных каналов величина тока на защищаемые элементы может
многократно превышать значения, рассчитанные по модели однородного
растекания тока.
До сих пор нет понимания физики процессов пробоя и формирования
плазменных каналов в грунте при растекании больших импульсных токов.
Задача о растекании импульсного тока аналитически решена только для
линейных сред и электродов простейшей конфигурации. Изменение
характеристик заземлителей в зависимости от величины импульсного
растекающегося тока на нелинейной стадии зависит от плотности тока, что
объясняется процессами ионизации в грунте [1,3,4]. Лабораторные
исследования процессов растекания импульсных токов в грунте, характерных
для токов молнии, возможны в случае сохранения плотности тока у
поверхности заземлителя.
Целью настоящей работы являются экспериментальные исследования в
лабораторных условиях растекания импульсного тока с шаровых электродов и
возникновения электрического пробоя в кварцевом песке различной влажности
при импульсных напряжениях 20-40 кВ. Использовались импульсы напряжения
с коротким фронтом при скорости нарастания около 100 кВ/мкс и временем
спада на полувысоте 5 мс. Исследования проводились в диэлектрическом баке
диаметром 60 см, стенки которого изнутри были покрыты латунной сеткой,
которая заземлялась через токовый шунт. Напряжение на заземлителе
измерялось омическим делителем. Исследовалось растекание тока с шаровых
электродов с диаметрами от 1 см до 6 см. Металлические шары погружались в
песок на половину диаметра для исследования растекания тока с полусферы и
на глубину 4-6 см. Импульсное напряжение подавалось на электрод через
балластное сопротивление Rб для ограничения тока. Процесс растекания
импульсного тока и процесс пробоя изучались в песке различной влажности
при разной амплитуде прикладываемых импульсов и при различной длине
разрядного промежутка. Влажность песка изменялась от 3 до 20%. Импульсный
ток и напряжение регистрировались 4-х канальным осциллографом
TektronixDPO 7054.
В предпробойной стадии, начиная с некоторого момента времени на
осциллограммах фиксируется появление максимума тока, который всегда
сдвинут относительно максимума напряжения в сторону больших времен. С
увеличением влажности песка временной сдвиг возрастает. При пробое по
осциллограммам определялись пробойный ток, пороговое напряжения пробоя
Ub и время задержки пробоя τb. Использование длинных миллисекундных
импульсов позволяет проследить медленные стадии развития разряда в грунте,
которые ранее не наблюдались при микросекундных высоковольтных
импульсах. Минимум динамического сопротивления заземлителя Z(t)
появляется позднее максимума импульса тока и указывает на процесс
ионизации в грунте. Определялся импульсный коэффициент заземлителя
α= Z/R0, соответствующего максимуму импульсного тока: Z =U(Im)/Im, когда
127
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
dI/dt=0, а сопротивление заземлителя является чисто омическим и α=ρ/ρ0.
Коэффициент α зависит от плотности тока на электроде j0. Значения α заметно
падают и становятся меньше единицы при плотности тока j0>jс. Вычисленная
критическая плотность тока, при которой начинается ионизация на электроде
равна jс ≈0,1 А/см2. Полученные отсюда значения критического поля ионизации
Ес=ρ0jс. равно 10 кВ/см.
До настоящего времени нет единой методики определения величины
критического поля ионизации Ес, которое является одной из основных
характеристик, определяющих процесс искрообразовании. Наиболее
последовательным с физической точки зрения является метод определения Ес
по петлеобразным кривым ВАХ. Этот метод позволяет проанализировать и
наглядно показать нелинейности ВАХ грунта, связанные с ионизацией и
искрообразованием [5].
При j0>jс качественно изменяется вид ВАХ. На Рис. 1 точками показаны
экспериментальные ВАХ (1,2,4) и сплошной линией вольтамперная кривая 3
[5]. Обратный ход петель связан с деионизацией грунта. Начальный участок
ВАХ отвечает росту напряжения на переднем фронте высоковольтного
импульса. На начальном участке выполняется закон Ома вплоть до точки
перегиба, и сопротивление заземлителя, практически, не отличается от
стационарного. На полусферическом заземлителе диаметром 6см ток
растекается без ионизации песка.
Появление области с падающей ВАХ (dU/dI<0) на каждой из петель
указывает на развитие неустойчивости по отношению к малым флуктуациям
тока. При выполнении условия
-dU/dI>Rб
(1)
Рис.
1.
Вольтамперные
характеристики растекания тока с
полусферических
электродов
диаметрами: 1- 2 см, 2 – 4 см, 3- 2,54
см [5], 4 – 6 см. Влажность песка: 1,2
-10%, 3 – 4 %, 4- 20%.
Рис. 5. Зависимость среднего
критического поля пробоя в песке
при различных длинах разрядного
промежутка. 1 - сухой песок. 2 –
влажность 20%. 3 – 5-15%.
128
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
вблизи поверхности электрода развивается ионизационно-перегревная
неустойчивость, которая приводит к контракции тока в песке. Развитие
аналогичной неустойчивости и контракция наблюдаются в объемных разрядах
в газах атмосферного давления при наличии начальной предионизации и
сопровождаются прорастанием яркосветящихся токовых каналов [6].
Контракция приводит к резкому увеличению плотности тока в образующемся
токовом канале. Ни авторы работ [5], ни исследователи, изучавшие процессы
растекания тока с заземлителей ранее, не обращали внимание на то, что
развитие ионизационно-перегревной неустойчивости вблизи поверхности
электрода в грунте является основной причиной образования плазмы,
контракции тока с последующим искрообразованием, что и приводит к резкому
уменьшению импульсного сопротивления заземлителя.
Критерий (1) позволяет однозначно определить критическую
напряженность поля ионизации Ес по точке касания нагрузочной кривой U=U0 IRб и ВАХ (Рис. 1), где U0 – зарядное напряжение на емкости генератора.
Значение критической напряженности поля ионизации Ес хорошо согласуются
со значениями Ес = ρjс.
При исследовании пробоя в песке в качестве токоприемника
использовались медные кольца различного диаметра. Было зафиксировано, что
пробой коротких (менее 3 см) и длинных (более 10 см) промежутков в мокром
песке в неоднородном электрическом поле происходит по разным механизмам.
Измеренные времена задержки в коротких промежутках примерно такие же,
как при пробое в атмосферном воздухе, что позволяет предположить, что
пробой происходит по стримерному механизму.
При пробое длинных промежутков наблюдается длительная
предпробойная стадия (τb~ 0,3-1 мс), в течение которой в разрядном
промежутке медленно нарастает ток до нескольких ампер, что связано с
термическим разогревом воды и увеличением проводимости грунта.
Предпробойная стадия сильно зависит от величины приложенного напряжения
и меняется на 2 порядка при изменении напряжения на промежутке от 22 до
36 кВ. При Rб> 1 кОм пробой в мокром песке не происходит и наблюдается
лишь растекание импульсного тока. В отличие от лидера молнии канал в грунте
разогревается и прорастает за счет токов проводимости, протекающих через его
боковую поверхность. При большом балластном сопротивлении величины тока
разряда не хватает для термического разогрева и формирования канала разряда.
В длинных промежутках формирование канала при пробое определяется
средним полем в промежутке <Е>=U/d. В неоднородном электрическом поле
оно зависит от длины промежутка Рис. 2. С увеличением длины промежутка
<Eb> уменьшается, и в промежутках с d>10 см среднее поле пробоя выходит на
значение <Eb> ≈ 2 кВ/см, которое слабо зависит от влажности. В канале
положительного лидера в воздухе длиной 10 м среднее поле пробоя равно
≈
2 кВ/см [1]. В длинных промежутках в грунте, так же как и в длинном лидере в
воздухе, величина <Eb> по-видимому постоянна (1-2 кВ/см), и условия пробоя
грунта определяются в основном проводимостью почвы и площадью
129
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
заземленного электрода. Пробой в грунте развивается аналогично тепловому
пробою, при этом скорость прорастания контрагированного плазменного
канала во влажном песке на 2 порядка меньше, чем скорость лидера в
атмосфере.
ЛИТЕРАТУРА
1. Базелян Э.М., Райзер Ю.П. Физика молнии и молниезащиты. М.:
Физматлит, 2001.
2. Взрывные генераторы мощных импульсов электрического тока / Под.
ред Фортова В.Е. М.: Наука, 2002.
3. Анненков В.З. Электричество. 12. (1993) 15.
4. MohamadNor.IEEE transactions on electromagnetic compatibility. 48.
(2006) 826.
5. Bok-Hee Lee, Geon-Hun Park, Hoe-Gu Kim and Kyu-Sun Lee. Journal of
Electrical Engineering & Technology. 4. (2009) 98.
6. Королев Ю.Д., Месяц Г.А. Физика импульсного пробоя газов. М.:
Наука, 1991.
ПРОТОТИП ИСТОЧНИКА ПЛАЗМЫ ДЛЯ ТЕХНОЛОГИИ
ПЛАЗМЕННОЙ СЕПАРАЦИИ ОТРАБОТАВШЕГО ЯДЕРНОГО
ТОПЛИВА
1
1
Р.Х. Амиров , Н.А. Ворона , А.В. Гавриков1, Г.Д. Лизякин1, В.П. Полищук1,
И.С. Самойлов1, В.П. Смирнов1, Р.А. Усманов1,2, И.М. Ярцев1
1
Объединенный институт высоких температур РАН, РФ, Москва, Ижорская
д. 13/2
2
Московский физико-технический институт (Государственный университет)
РФ, г. Долгопрудный Московской области, Институтский переулок д. 9
[email protected]
Для плазменной технологии переработки отработавшего ядерного
топлива (ОЯТ) необходимо получить интенсивный поток плазмы вещества
ОЯТ со степенью ионизации близкой к 100 %. Создание такого потока
сопряжено с большими трудностями, связанными, в частности, со сложным
химическим составом ОЯТ. В данной работе рассматриваются перспективы
использования вакуумного дугового разряда со стационарной диффузной
катодной привязкой в качестве источника плазмы ОЯТ. Этот разряд, впервые
описанный в работе [1], исследовался в работах [2,3].
Отличительная особенность этого разряда, характеризующегося
относительно низкой плотностью тока на катоде (10-102 А/см2), - это
способность генерировать стационарный высокоионизованный поток плазмы,
не содержащий микрокапельную фракцию.Эта особенность разряда делает его
весьма привлекательным для плазменной технологии сепарации ионов.
Исследование разряда непосредственно на катоде из ОЯТ сопряжено с
130
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
большими трудностями, поэтому мы выполняли эксперименты в модельных
условиях [4,5]. Реальное ОЯТ, в котором преобладает диоксид урана,
представляет собой сложную смесь химических элементов и соединений.
Первые эксперименты мы проводили на катоде из гадолиния (Gd), который
можно рассматривать как аналог урана [4]. Для моделирования разряда на
катоде из UO2 мы использовали оксиды тугоплавких металлов (ниобий и титан)
с добавкой хрома (Cr) [5]. Хром может служить универсальной добавкой,
которая позволяет получить устойчивый разряд при любом возможном составе
ОЯТ.
В данной работе представлены результаты исследования разряда на
катодах из Gd и Cr. Как катоды вакуумной дуги, Gd и Cr обладают полярными
свойствами. Для Gd характерен дефицит ионного тока на катод, для Cr –
дефицит тока эмиссии электронов с катода [2,3]. Во время горения дуги Cr
находится в твердом состоянии, а Gd – в жидком.
Разряд зажигался в вакуумной камере при остаточном давлении менее 102
Па. Выпрямитель с выходным напряжением 380 В являлся источником
питания. Исследуемый металл массой около 5 г закладывался в молибденовый
тигель с внешним диаметром 25 мм и высотой 14 мм. Под тиглем располагался
электронно-лучевой подогреватель (ЭЛП) с мощностью N до 1 кВт,
позволявший изменять температуру тигля при постоянном токе дуги. Анодом
дуги являлся водоохлаждаемый стальной диск, имевший центральное отверстие
диаметром 15 или 32 мм. Межэлектродное расстояние составляло около 30 мм.
Температура тигля Tc и тепловой поток из плазмы на катод по методике
[2] измерялись с помощью яркостного пирометра IS-140. Отличие измеряемой
температуры от средней температуры поверхности катода по оценкам не
превышало 3%. С помощью спектрометра ASP150TF записывались спектры
излучения плазмы; зондовым методом измерялась температура электронов.
Рабочая поверхность зонда, изготовленного из молибденовой проволоки
диаметром 0,5 мм, располагалась перпендикулярно потоку плазмы. ВАХ зонда
регистрировались при подаче напряжения в диапазоне от -50 до +50 В.
Температура электронов определялась по участку ВАХ зонда вблизи ионного
тока насыщения. В отличие от работы [4], здесь исследовалась плазма в
заанодной области. Для определения среднего заряда в заанодной плазме
использовался конденсационный зонд, располагавшийся на расстоянии 25 мм
над анодом, и представлявший собой молибденовую пластину площадью 6 см2.
Во время опыта подачей отрицательного потенциала зонд выводился в режим
насыщения ионного тока. Из сопоставления увеличения массы зонда и
протекшего через него заряда определялся средний заряд ионов в плазме.
На рис. 1 приведена зависимость температуры тигля, заполненного Cr
или Gd, от мощности N. На этом же рисунке приведена усредненная
калибровочная кривая, т.е. зависимость температуры тигля от N в отсутствие
дуги (I=0). Как видно из рис.1, при достаточно большой мощности N разряд на
катоде из Gd охлаждает катод, т.е. реализуется режим эмиссионного
охлаждения [2]. Для катода из Cr этот эффект не наблюдается. Вольтов
131
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
эквивалент теплового потока из плазмы на катод из Cr слабо зависел от
мощности N и составлял около 7,5 В.
2,2
Температура, кК
2,1
2
1,9
I=0
1,8
Cr, 90 A
Cr, 52 A
1,7
Gd, 52 A
1,6
1,5
0
100
200
300
400
500
600
700
800
900
Мощность ЭЛП, Вт
Рисунок 1 – Зависимость температуры тигля для хрома и гадолиния
Зависимости напряжения на дуге Va от мощности ЭЛП для Gd и Cr
качественно отличаются. Для Cr при токе I=52 А при уменьшении N с 500 Вт до
нуля напряжениеVa возрастало с 10 до 13 В. Для Gd при этом же токе
уменьшение N с 700 до 400 Вт приводило к росту напряжения с 3,5 до 25 В.
При нулевом подогреве напряжение на разряде при этом токе составило около
70 В.
Изменение напряжения на дуге, горящей в парах Gd, приводило к
резкому изменению спектра плазмы. На рис. 2 приведены интенсивности линий
(в произвольных единицах) атома и ионов Gd в зависимости от напряжения на
дуге. Спектр снимался на расстоянии 5 мм от поверхности тигля. Мощность N
изменялась в диапазоне 410-660 Вт. При максимальной мощности (Va=4,3В)
потери тепла на эмиссию электронов превышали поток тепла из плазмы на
катод [2]. При напряжении Va свыше ≅10 В между этими потоками тепла
возникало обратное соотношение. Температура тигля составляла около 1,94 кК,
и во всем диапазоне N ее изменение было менее 0,5%. При температуре 1,94 кК
концентрация насыщенных паров Gd составляет 1,3×1014 см-3 [6].
Как видно из рис.2, с ростом напряжения Va интенсивность линий атома и
однократно заряженного иона монотонно уменьшается, что, по-видимому,
объясняется процессами ионизации. Интенсивность линий двукратно
заряженных ионов Gd изменяется немонотонно. Уменьшение интенсивности
линии этого иона при напряжении свыше 10 В возможно свидетельствует о
появлении ионов третьей кратности.
132
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
1,5
Интенсивность линий
1,25
- Gd I 449,8 nm
- Gd II 391,7 nm
- Gd III 555,3 nm
1
0,75
0,5
0,25
0
0
5
10
15
20
25
Напряжение на дуге, В
Рисунок 2 – Интенсивность линий Gd в зависимости от напряжения на
дуге, I=52 А
Средний заряд ионов Gd в заанодной плазме измерялся при токе дуги
52 А в предположении, что все ионы, попавшие на конденсационный зонд,
прилипали к его поверхности. При увеличении напряжения Va с 3,5 В до 6,5 В
средний заряд увеличился с 0,5 до 0,9. Масса Gd, оседавшего на коллектор,
составляла 5 - 10% от общей испарявшейся массы. Характерная скорость
испарения Gd была ≅2 мг/с. При напряжении на дуге 6,5 В характерная
температура электронов за анодом составляла около 5 эВ. Отметим, что в силу
низкой концентрации электронов за анодом, порядка 1011 см-3, корректность
принятой интерпретации зондовых измерений - не очевидна.
В спектре плазмы на катоде из хрома наблюдались только линии атомов и
однократно заряженных ионов.
Выполненные
эксперименты
позволили
определить
условия
возникновения разряда с диффузной привязкой на различных катодах. Разряд
загорался после подачи напряжения (380 В) при достаточно высокой
температуре Tc. На термоэмиссионном катоде из Gd слаботочный разряд
появлялся при Tc≅1,7 кК; в сильноточную форму с плотностью тока на катоде
порядка 10 А/см2 он переходил при Tc≅1,9 кК. На катоде из Cr зажигание
разряда имело явно выраженный пороговый характер. Он возникал при Tc≅1,9
кК, при которой давление насыщенных паров составляет ≅ 30 Па [6], а
плотность тока термоэмиссии - ≅1 мА/см2. За время ≅0,1 с разряд переходил в
сильноточную фазу. Разряд на тугоплавких оксидах возникал при давлении
насыщенных паров порядка 10 Па [5]. На катоде из ОЯТ сильноточный разряд с
диффузной привязкой, по-видимому, должен загораться при температуре 2,32,5 кК.
Представленные результаты свидетельствуют о том, что вакуумный
дуговой разряд с диффузной катодной привязкой позволяет получать потоки
плазмы металлов с широким диапазоном свойств, управлять которыми можно
133
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
изменяя ток разряда и температуру катода. Поэтому данный разряд
представляет практический интерес для различных плазменных технологий, в
том числе и для технологии плазменной сепарации ОЯТ.
Авторы выражают признательность В.И. Киселеву за большую помощь в
подготовке и проведении экспериментов.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Васин А.И., Дороднов А.М., Петросов В.А. // Письма в ЖТФ. 5 (1979)
1499.
[2] Паранин С.Н., Полищук В.П., Сычев П.Е. и др. // ТВТ. 1986. 24 (1986)
422.
[3] Батенин В.М., Климовский И.И., Полищук В.П., и др.// ТВТ.41 (2003) 671.
[4] Амиров Р.Х., Ворона Н.А., Гавриков А.В. и др. //Труды МФТИ. 6 (2014)
136.
[5] Amirov R. Kh., Vorona N.A., Gavrikov A.V. and other // Proc. of Int. Conf.
on Physics of Extreme States of Matter-2014. Elbrus. JIHT of RAS. Moscow. 2014.
P. 194.
[6] Физические величины. Справочник. Под ред. Григорьева И.С и
Мейлихова Е.З. М.: «Энергоатомиздат». 1991.
ИССЛЕДОВАНИЕ ПЛАЗМОТРОНА ДЛЯ ПОЛУЧЕНИЯ
ОБЪЁМНОЙ ПЛАЗМЫ
Исрафилов И.Х., Галиакбаров А.Т., Самигуллин А.Д.,
Габдрахманов А.Т.
Набережночелнинский институт (филиал) Казанского (Приволжского)
федерального университета, 423812, Россия, РТ, г. Набережные Челны, пр.
Мира, д.13, [email protected]
Мощный импульс развитию электродуговых генераторов горячего газа
дала ракетная техника. Для наземной имитации условий полета ракеты в
атмосфере необходимо было получить сверхзвуковые струи воздуха, нагретого до высокой температуры (для некоторых траекторий полета
превышающей 10 000 К). Эта задача была решена с помощью электродуговых
устройств, получивших название плазмотронов.
Создание работоспособных плазмотронов потребовало проведения
широких научных исследований в области высокотемпературной газодинамики
и электрофизики, изучения рабочего процесса в плазмотроне, в частности
взаимодействия электрической дуги с газовым потоком, поиска новых
конструктивных схем и технических решений.
Нагрев газа в плазмотроне происходит в результате его взаимодействия с
дугой, поэтому эффективность нагрева существенно зависит от того, каким
образом организовано это взаимодействие, т.е. рабочий процесс.
134
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Характеристики дугового разряда - температура, напряжение, скорость
движения, интенсивность излучения и другие - зависят от условий горения
разряда в плазмотроне, силы тока, напряженности магнитного поля,
интенсивности обдува газом, давления окружающей среды, геометрических
размеров канала и т.д. [3]. Характеристики электрической дуги, движущейся
под действием магнитного поля, менее изучены. В то же время движение под
действием магнитного поля электрической дуги в целом или ее
приэлектродных частей осуществляется практически во всех плазмотронах
большой мощности для предотвращения сильной эрозии электродов. В этих
условиях проводящий канал дугового разряда, движущегося под действием
магнитного поля, является достаточно узким (контрагированным).
Для проведения экспериментальных исследований был разработан и
создан импульсный плазменный генератор. В основу работы плазмотрона
положен принцип электродинамического движения дуг в поле собственного
тока. Быстрое перемещение точки привязки дуги по электроду под действием
электродинамических и газодинамических сил распределяет тепловую нагрузку
от привязки по длине электрода, что дает возможность использовать
водоохлаждаемые электроды, выполненные из относительно легкоплавкого
материала и увеличить их ресурс работы.
Подача газа осуществляется тангенциально, что позволяет потоку газа
обжимать дугу и уменьшить тепловую нагрузку на стенки корпуса
плазмотрона. Для поджига электрической дуги используются дополнительные
электроды. Дуга инициируются между основными электродами в зоне
минимального межэлектродного промежутка, после чего дуговые привязки
перемещаются по поверхностям расходящихся электродов [2].
Вольтамперная характеристика попадает в область сильноточной сжатой
дуги, с высокой плотностью тока. Это происходит в результате обжатия дуги
магнитными полями и ограничения дуги электродами. Дуга горит в
наименьшем промежутке, для увеличения длины дуги необходимо рост
напряжения, но он ограничивается напряжением источника питания и не может
бесконечно возрастать. Проводимая в ходе экспериментов скоростная съемка
показала, что движущийся электрический разряд втягивается в межэлектродное
пространство и длина дуги составляет величину межэлектродного зазора. А при
подаче плазмообразующего газа дуга вытягивается больше величины
межэлектродного зазора.
На рис.1. изображена зависимость скорости дуги от расхода
плазмообразующего газа. На графике отчетливо видно с увеличением расхода
плазмообразующего газа растет скорость электрической дуги.
Все замеры скорости дуги фиксировались с помощью высокоскоростной
камеры и зондов, которые подключаются к осциллографу через делители.
Скорость движения дуги в межэлектродном зазоре влияет на
среднемассовую температуру плазмы и скорость истечения потока.
135
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
65
Скорость, м/с
55
45
35
25
15
0
20
40
60
80
100
120
140
160
Расход, л/мин
Рис.1. Зависимость скорости дуги от расхода плазмообразующего газа.
1___Р=13 кВт. 2 - - - - - Р = 9 кВт.
Подача плазмообразующего газ оказывает влияние на скорость движения
дуги. Т. е. экспериментальные исследования показали, что основным
механизмом ускорения является ускорение за счет электромагнитных и
газодинамических сил. Эффективность данных типов плазмотронов
существенно зависит от правильной организации геометрии электродной
системы и геометрии магнитных полей. Поэтому важным является построение
физико-математических моделей для данной геометрии плазмотрона.
Моделирование производилась на основе пакета STAR-CCM+.
Программа STAR-CCM+ использует подход к моделированию, основанный на
задании физических моделей в специальном меню и предоставляет полный
контроль над процессом решения [1].
Разработанные модели процессов ускорения в данном типе плазматронов
с собственным магнитном полем учитывают свойства рабочего тела (газвоздух) и геометрию канала.
Результаты счета по направлению векторов скоростей потока
представлены на рис.2.
Рис. 2. Векторное поле скоростей потока воздуха.
136
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На Рис.2. по каналу 1 подаем плазмообразующий газ. Электрическая дуга
бежит между электродами 4. В области 3 находиться поток воздуха высоких
скоростей, а в области 2 находиться поток воздуха низких скоростей.
Вывод: исходя из построенного векторного поля скоростей проектировать
геометрию канала таким образом, что бы линии тока течения потока газ не
имели обратного направления, т.е. газ во всех областях в канале плазмотрона
двигался в том же направление что и электрическая дуга.
ЛИТЕРАТУРА
1.
User guide. Star-CCM+ version 8.06
2.
Компьютерное моделирование течения газа в разрядной камере
импульсного плазменного генератора / И.Х. Исрафилов, А.Т. Галиакбаров, Д.И.
Исрафилов, А.Т. Габдрахманов, А.Д. Самигуллин. // Известия ТулГу.
Технические науки. Вып.6. Тула: Изд-во ТулГУ, 2012. С. 90-97.
3.
Райзер Ю.П. Физика газового разряда: Научное издание. - 3-е изд.,
испр. и доп. - Долгопрудный: Издательский дом "Интеллект", 2009. - 736 с.
PRINCIPLES OF COMPUTER SIMULATION OF GAS DISCHARGE
PLASMA
B.M.Smirnov
Joint Institute for High Temperatures, Izhorskaya 13/19, Moscow 125412
[email protected]
A gas discharge plasma is an ionized gas that is supported by an electric field.
Usually it is nonequilibrium system [1,2], and hence processes in this plasma and its
kinetics are of importance for its description. Computer simulation of a gas discharge
plasma becomes widespread in its analysis last decades. This corresponds to
contemporary possibilities of computer techniques, but do not account for the
specifics of pl asma kinetics often. The goal of this paper is to formulate the
peculiarities of computer simulation of gas discharge plasma kinetics.
Elementary processes are of i mportance for pl asma kinetics, especially,
processes involving electrons. The peculiarities of electron-atom processes is that the
theory does not allow to obtain reliable results (except, may be, the hydrogen case).
Hence, information about cross sections of e lectron-atom collisions follow from
experiments. Nevertheless, there are some similarity laws (for example [5]) which
may be use ful. As an example, Fig.1 contains the reduced ionization cross sections
for atom ionization by electron impact. Note that the cross section maximum of the
Thomson model for electron-atom ionization collisions exceeds by 50% that of Fig.1,
whereas the Born cross section is higher than that of Fig.1 in 2 times.
The self-consistent character of atom excitation is of principle for a gas
discharge plasma. This effect was shown first by M.Capitelli for ionization processes
30 years ago [6], and is represented in Fig.2 for atom excitation. In this case [7,8] the
137
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
excitation process leads to a drop of the electron distribution function above the
excitation threshold, that, in turn, gives a decrease in the rate of atom excitation. In
particular, Fig.2 corresponds to the regime of a gas discharge plasma with the
Maxwell distribution function of electrons before the excitation threshold (range 1 in
Fig.2).
Fig.1. Reduced cross section of i onization by e lectron impact for a toms with
valence s-electrons [3,4]. The ionization cross section is πe4f(ε/J)/J2, where ε is the
electron energy, J is the atom ionization potential.
Above the excitation threshold (range 2) t he electron distribution function
drops sharply with an increasing electron energy. An equilibrium takes place in a
range 3 between excited atoms (A*) and electrons (e) according to the scheme e+A*
↔ e+A, and this stops a subsequent drop of the electron distribution function. An
important conclusion follows from this character of atom excitation. B ecause of a
small distribution function of electrons at the tail, the rate of direct atom ionization by
electron impact in a gas discharge plasma is small, and only lower atom excited states
partake in the ionization equilibrium. This allows one to exclude not low excited
atom states in computer simulation of plasma kinetics.
Leaving aside other aspects for computer simulation of kinetics of a gas
discharge plasma, note a large number of regimes depending on external conditions
[1,2,9]. W e demonstrate this in Fig.3 where two regimes of e quilibrium of
metastable atoms in an argon gas discharge plasma are considered. Low triangles in
Fig.3 correspond to destruction of metastable at oms as a result of transition in
excited states with the electron shell 3p54s, whereas foror high triangles this channel
138
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
is close because of radiation of excited states, and destruction of metastable atoms
results from their ionization in collisions with plasma electrons. T his testifies that
computer simulation must be related to a certain regime of a gas discharge plasma.
Fig.2. Energy distribution function of
Fig.3. Concentration of m etastable
electrons near the threshold excitation
atoms in an argon gas discharge plasma.
energy Δε; φ is the Maxwell Squares – experiment [10], triangles –
distribution function.
theory for various regimes.
References
1. Yu.P.Raizer. Physics of Gas Discharges. Springer, Berlin, 1991.
2. A.A.Kudryavtzev, A.S.Smirnov, L.D.Tsendin. Physics of Glow Discharge.
Lan’, Petersburg, 2010 (in Russian).
3. B.M.Smirnov. Ions and Excited Atoms in Plasma. Atomizdat, Moscow, 1973
(in Russian).
4. B.M.Smirnov. Fundamentals of Ionized Gases. Wiley, Berlin, 2012.
5. M.Capitelli, D.Bruno, A.Laricchiuta. Fundamental Aspects of Plasma
Chemical Physics. Transport. Springer, New York, 2013.
6. B.M.Smirnov. Plasma Processes and Plasma Kinetics. Wiley, Weinheim, 2007.
7. B.M.Smirnov. Physics of Ionized Gases. Wiley, New York, 2001.
8. B.M.Smirnov. Phys.Uspekhi46 (2002) 589.
9. B.M.Smirnov. Properties of Gas Discharge Plasma. Izdat.Polytekh.Inst.,
Petersburg, 2010 (in Russian).
10. J.B.Boffard et.al. J.Phys. 45D (2012) 045201.
139
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ФАКТОРЫ, ОПРЕДЕЛЯЮЩИЕ ЭФФЕКТИВНОСТЬ
ПОВЕРХНОСТНОГО РАЗРЯДА КАК ИСТОЧНИКА ЗАРЯЖЕННЫХ
ЧАСТИЦ
Соколова М.В., Первеев А.И., Митин А.Н.
НИУ «Московский энергетический институт»
Россия, 111250 Москва, Красноказарменная 14, [email protected]
Поверхностный барьерный разряд в воздухе является в последние годы
объектом ряда исследований, что связано с возможностью его использования
для получения заряженных и химически активных частиц. Одним из
возможных способов получения заряженных частиц с использованием
поверхностного разряда может быть поверхностный разряд в трехэлектродной
системе плазмо-химического реактора. Ранее в работах авторов [1-,3] было
показано, что эффективность работы поверхностного разряда (ПР) существенно
зависит от свойств поверхности диэлектрического барьера, при этом
наибольшую роль играет химический состав и поверхностная структура
барьера. Наложение дополнительного постоянного электрического поля,
создаваемого потенциалом третьего электрода, позволяет усилить выход в
объем газа заряженных частиц, создаваемых поверхностным разрядом.
Цель данной работы – исследование круга условий, влияющих на
электрические характеристики поверхностного разряда, и оценка влияния этих
условий на интенсивность образования продуктов плазмохимических реакций.
В качестве объекта исследования рассматривается ПР в трёхэлектродной
системе (рис. 1). Разряд возникает с краев полос многополосного электрода,
расположенного на одной стороне диэлектрической пластины (барьера), а на
обратной стороне пластины располагается высоковольтный электрод, Третий
электрод, на который подаётся постоянный потенциал положительной или
отрицательной полярности, находится на расстоянии 10 мм от коронирующего
электрода. Электродная система помещается в ячейку с прозрачными стенками,
через которую пропускается слабый поток осушенного воздуха с влажностью
менее 1% . Основная масса измерений проведена при расходе воздуха
0,5 л/мин.
Схема измерений характеристик ПР приведена на рис. 1а. Схема
включает источник переменного напряжения повышенной частоты (13,7 кГц)
до 3-х кВ, источники постоянного напряжения до 10 кВ положительной и
отрицательной полярности и измерительную часть, в которую входят
осциллограф TektronixDPO7354 с полосой пропускания 3,5 ГГц,
малоиндуктивный омический шунт (7,9 Ом) и микрамперметр М592 с пределом
измерения до 200 мкА.
В работе использовались диэлектрические барьеры из керамики 22ХС на
основе Al2O3 без дополнительного покрытия и пленкой диоксида кремния –
SiO2. Пленка наносилась на поверхность барьера методом ионно-плазменного
распыления. Характеристики барьера приведены в табл. 1.
140
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Известно, что ПР в воздухе при нормальных условиях представляет собой
микроразряды, возникающие с края электрода. В работе для каждого круга
условий определялось начальное напряжение возникновения разряда U0,
амплитуды импульсов тока микроразрядов Im, их число за полупериод nср.
б)
а)
в)
Рис. 1. Принципиальная схема для измерения электрических
характеристик ПР (а), геометрия электродной системы (б) и внешний вид
коронирующего электрода (в). R1 = 5,1кОм, R2 = 20 кОм.
Таблица 1. Параметры использованных в работе барьеров
Без покрытия
SiO2
ε
9,3
4
Толщина пленки, нм U0, кВ
1,82
300
1,94
На осциллограммах (рис.2) приведен ток смещения и импульсы тока,
соответствующие ПР. Анализ осциллограмм тока для всех условий показал, что
токи отрицательных импульсов очень малы (рис.2), и анализ проводится только
для положительных импульсов.
При наложении постоянного напряжения на промежуток с ПР между
третьим электродом и коронирующим электродом возникает ток Iпост,
создаваемый зарядами, «вытягиваемыми» постоянным полем в область над
плазменным слоем, создаваемым микроразрядами. Увеличение постоянного
напряжения ведет к существенному увеличению Iпост. При положительном
потенциале токи в 1,2 – 1,5 раз выше, чем при отрицательном потенциале
141
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
третьего электрода. Значения Iпост усреднялись по 2—3 измерениям и
приведены на рис. 3 в зависимости от положительного потенциала третьего
электрода для барьера без покрытия и с пленкой SiO2. Измерения
подтверждают полученный ранее [2] вывод о том, что ток Iпост, определяется
как значениями переменного и постоянного напряжений, так и свойствами
поверхности барьера (рис.3,4).
а)
б)
Рис. 2. Примеры осциллограмм импульсов тока ПР: а) за период
воздействующего напряжения; б) импульсы тока отдельных микроразрядов
При этом в отличие от результатов, полученных ранее [2], установлено,
что наличие пленки ведет к снижению Iпост по сравнению с ее отсутствием. Это
может быть связано с резким изменением состояния пленок после имевшей
место ранее длительной (более 10 часов) работы барьера с разрядом. Измерения
под микроскопом показали, что воздействие разряда ведет к сглаживанию
поверхности, что делает микроразряды менее мощными [3].
Было выявлено, что для
250
каждого
сочетания
значений
2,9 кВ
Iпост
переменного
и
постоянного
2,5 кВ
200
напряжений уже через несколько
2,7 кВ
минут горения разряда число
2,9 кВ
импульсов
за
полупериод
150 Барьер без покрытия
2,5 кВ
воздействующего
напряжения
увеличивается (с ~10 до ~50), в то
100
Барьер с пленкой SiO2
время
как
амплитуда
этих
импульсов заметно уменьшается,
50
что можно связать с влиянием
заряда,
оседающего
на
5,0
5,5
6,0
6,5
7,0
7,5
8,0
Постоянное напряжение, кВ
поверхность барьера при разряде.
Влияние
оседающего
заряда
Рис. 3. Зависимость «вытягиваемого» проявляется и в форме импульсов
тока от положительного потенциала
тока микроразрядов, имеющих как
третьего электрода
колебательный,
так
и
апериодический характер (рис.2б).
142
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Измерения показывают, что увеличение переменного напряжения и
постоянного напряжения до + 6 кВ ведет к росту средних амплитуд импульсов
тока микроразрядов и снижению их числа (рис.4). При постоянном напряжении
выше 6 кВ начинается уменьшение амплитуд импульсов и рост их числа, что
свидетельствует об изменении характера ПР.
Отрицательный потенциал третьего электрода, как показали измерения, в
большинстве случаев ведёт к уменьшению амплитуд импульсов ПР и числа
этих импульсов.
700
I, мкА
Число импульсов
2,9 кВ
650
2,9 кВ
600
2,7 кВ
550
2,7 кВ
500
2,5 кВ
450
65
2,5 кВ
2,9 кВ
2,9 кВ
60
55
2,7 кВ
2,7 кВ
50
400
2,5 кВ
350
300
0
0
2
4
6
Постоянное напряжение, кВ
А
2,5 кВ
45
8
2
4
6
8
Постоянное напряжение, кВ
Б
Рис. 4. Средние амплитуды импульсов тока (А) и среднее число
импульсов за полупериод (Б). Сплошные линии – барьер без покрытия, пунктир
– пленка SiO2
Выводы:
1. Поток заряженных частиц, «вытягиваемых» постоянным полем из
области ПР, определяется как приложенным переменным напряжением,
увеличение которого ведет к увеличению интенсивности ПР (увеличению
амплитуд импульсов тока микроразрядов), так и постоянным напряжением,
увеличивающим подвижность заряженных частиц и их число, дрейфующее к
третьему электроду.
2. Наблюдается изменение характеристик ПР при увеличении
постоянного напряжения, при этом характер влияния постоянного напряжения
зависит, в свою очередь, как от значения переменного напряжения, т.е. от
интенсивности ПР, так и от состояния поверхности барьера, включая наличие
пленки.
3. Для условий проведенных измерений наблюдается определенное
сочетание значений переменного и постоянного напряжений, при котором
характер влияния постоянного напряжения на ПР меняется, что может быть
связано с образованием в промежутке объемного заряда движущихся
143
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
заряженных частиц и влиянием поля этого заряда на характеристики
микроразрядов.
ЛИТЕРАТУРА
1. Marina Vladimirovna Sokolova, Kirill Kozlov, Alexey Mitin, and Pavel
Tatarenko. Eur. Phys. J. Appl. Phys. 61(2013) 24312.
2. M. V. Sokolova, K. V. Kozlov, A. N. Mitin. Dielectric barrier surface
discharge in three electrode system as a source of charged species. 5-th CESPS.
25-29 August 2013, Balatonalmadi, Hungary. P. 88.
3. Sokolova, M.V., Krivov, S.A. Journal of Advanced Oxidation Technologies.
9 (2)(2006) PP. 164 - 169.
ФОРМИРОВАНИЕ СИЛЬНОТОЧНОГО ГАЗОВОГО РАЗРЯДА С
ЖИДКИМ ЭЛЕКТРОЛИТНЫМ КАТОДОМ
Х.К. Тазмеев, Р.Н. Тазмеева
Набережночелнинский институт Казанского (Приволжского)
федерального университета, Россия,423812, г. Набережные Челны, проспект
Сююмбике, 10А. [email protected]
Плазма газового разряда с жидким электролитным катодом является
перспективным энергоносителем для применения в высокотемпературных
процессах переработки углеводородсодержащих отходов [1,2]. В данной работе
приводятся результаты исследований разряда в диапазонах повышенных токов
(15-25 А) и мощностей (20-30 кВт), приемлемых для плазмохимических
технологий.
С целью формирования сильноточного разряда были разработаны и
испытаны разрядные устройства в различных вариантах. По конструктивному
исполнению они разделяются на два типа. В устройствах 1-го типа разряд горит
между проточным электролитным катодом и металлическим анодом, который
выполнен в виде водоохлаждаемого тонкого стержня или тонкой пластины с
прорезями. При этом анод располагается в горизонтальном положении на
небольшом расстоянии (1-2 мм) от поверхности электролита. Такая
конфигурация взаимного расположения электродов облегчает зажигание
разряда. Под воздействием разряда электролит продавливается на глубину в
несколько миллиметров и разрядный промежуток увеличивается. Углубление,
образованное на поверхности электролитного катода, способствует
возникновению кумулятивного эффекта, благодаря чему плазменный поток
направляется вверх, образуя факел значительной протяженности. Размеры
электродов ограничиваются тем, что имеется предел максимального значения
плотности тока на катоде (~ 1 А/мм2).
Устройства 2-го типа представляют собой трубчатый катодный узел, из
которого истекает электролит в вертикальном направлении вверх, и
смонтированный над ним металлический анод. Использование электролитов,
144
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
приготовленных из водных растворов химических соединений щелочных
металлов, позволяет существенно удлинить (до 0,5 м) межэлектродное
расстояние, и тем самым увеличить объем, занимаемый плазмой.
ЛИТЕРАТУРА
1. Фридланд С.В., Тазмеев А.Х., Мифтахов М.Н., Тазмеев Х.К. О
возможности переработки твердых отходов генераторами плазмы с жидкими
электродами // Вестник машиностроения. 2006. № 7. С.72-73.
2. Тазмеев А.Х., Фридланд С.В., Мифтахов М.Н. Содержание оксида
углерода и углеводородов в синтез-газе при плазмохимической переработке
полимерных отходов // Вестник Казанского технологического университета.
2006. № 6. С.43-46.
ИСССЛЕДОВАНИЕ ТЕПЛОМАССООБМЕНА В ЭЛЕКТРОЛИТНОМ
КАТОДНОМ УЗЛЕ
Х.К. Тазмеев1, Б.Х. Тазмеев2
1
Набережночелнинский институт Казанского (Приволжского)
федерального университета, Россия,423812, г. Набережные Челны, проспект
Сююмбике, 10А. [email protected]
2
Набережночелнинский филиал Казанского национального
исследовательского технического университета им. А.Н. Туполева, Россия,
423814, Набережные Челны, ул. Академика Королева, 1. [email protected]
В электролитном катодном узле возникают процессы тепломассообмена,
обусловленные прохождением тока через электролит и границу «электролитплазма». Электролит нагревается, испаряется, распыляется, а также
подвергается электрохимическому воздействию. Такое многообразие
процессов, ввиду чрезвычайной сложности их взаимного влияния, может быть
изучено преимущественно опытным путем. В настоящей работе приводятся
результаты экспериментальных исследований в диапазоне токов 5-15 А,
полученные при использовании в качестве электролита водных растворов
поваренной соли с удельной электрической проводимостью 2-5 мСм/см.
Катодный узел представлял собой цилиндрический патрубок, снабженный
токоподводом. Электролит истекал из патрубка вертикально вверх, в сторону
разрядного промежутка. Диаметр выходного сечения патрубка был равен 75
мм. Температура электролита на входе в катодный узел и на его выходе
измерялась хромель-алюмелевыми термопарами. Измерение массового расхода
электролита через катодный узел производилось поплавковым ротаметром.
Определение массового уноса электролита осуществлялось путем поддержания
уровня электролита в неизменном положении в емкости, входящей в систему
циркуляции. Взамен электролита, потраченного на формирование газового
разряда, добавлялась дистиллированная вода, что позволяло сохранить
145
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
удельную электрическую проводимость электролита в системе циркуляции во
время опытов близкой к ее первоначальному значению.
Опыты показали существенную зависимость тепловых потерь на
катодном узле Qk от массового расхода m электролита, истекающего из него.
Установлено, что регулируя m можно в несколько раз снизитьQk. При этом их
доля в общей мощности разрядного устройства может поддерживаться на
уровне порядка 10% и менее. Этот результат является важным с практической
точки зрения, т.к. указывает на возможность разработки жидкоэлектродных
генераторов плазмы с высокими значениями теплового к.п.д.
Скорость массового уноса G электролита также менялась в зависимости
от m. Однако влияние m на G было не такое сильное, как на Qk. Зависимости Qk
и Gот тока, естественно, получились возрастающими. При этом G
увеличивалась практически пропорционально току.
Таким образом, в работе выявлены закономерности, позволяющие
регулировать процессы тепломассообмена на электролитном катодном узле.
ВЛИЯНИЕ КОНВЕКЦИИ НА ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ
XE2-ЭКСИЛАМПЫ
1,2
Э.А. Соснин , В.С. Скакун2, В.А. Панарин2, В.Ф. Тарасенко1,2
1
Национальный исследовательский Томский государственный университет
2
Институт сильноточной электроники СО РАН
E-mail: [email protected]
В настоящее время эксилампы (в зарубежной литературе –
excimerandexciplexlamps) находят все большее применение в различных
областях науки и техники [1, 2]. На первый план выходит изучение практически
значимых режимов работы устройств, в частности, достижение длительных
сроков службы эксиламп [3].
В [4] была предложена коаксиальная колба эксилампы барьерного
разряда с сегементированным электродом, конструкция которой позволила
увеличить энергетическую светимость лампы [мВт/см2] на треть и увеличить
полезный срок службы эксилампы примерно вдвое. Полученный эффект был
объяснён тем, что в новой конструкции рабочая смесь подвергается конвекции,
циркулируя из более нагретой зоны в менее нагретую.
Цель настоящей работы – экспериментально изучить влияние конвекции
на интенсивность и срок службы Xe2-эксиламп барьерного разряда. Известно,
что интенсивность излучения в такой системе чувствительна к температуре газа
[5]. Для исследований была изготовлена колбы эксилампы, конструкция
которой показана на рис. 1.
Колба была выполнена из спаянных на торцах кварцевых трубок 1 и 2
(марка кварца ТКг, ООО «Технокварц») с известным пропусканием в области
ВУФ - излучения. Разряд зажигался в промежутке 3 между электродами 4 и 5
при подаче на них импульсного напряжения от источника питания (импульсы
напряжения разнополярных меандров амплитудой до 4 кВ, длительность
146
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
импульса на полувысоте 1.2 мкс, частота следования 81 кГц). Эту часть трубки
будем далее называть активной (A), поскольку именно здесь рассеивается
мощность, вкладываемая в лампу от источника питания. Противоположную
часть трубки будем называть буферным плечом (B). Геометрические параметры
колбы (рис. 1) таковы: внешние диаметры трубок 40 и 15.5 мм; толщина стенок
2 мм, рабочий промежуток g = 6 мм; активная длина лампы l1 = 14 см.
Рис. 1. Конструкция колбы эксилампы (торцевой разрез): 1, 2 – кварцевые
трубки; 3 – разрядный промежуток; 4 – внешний перфорированный электрод; 5
– внутренний сплошной электрод. Направление циркуляции смеси и вывода
излучения показано пунктирной и белой сплошной стрелками, соответственно.
При включении лампы за счёт конвекции разогретая смесь должна
перемещаться из активного в буферное плечо, охлаждаться и вновь поступать в
активное плечо. Для управления конвекций использовались разные рабочие
давления (p), энерговклады в среду (Pin) и два положения колбы во время
испытаний (рис. 2).
Рис. 2. Положения, в которых испытывалась колба. Рабочий промежуток
расположен по горизонтали (а) и по вертикали (b).
147
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Колба заполнялась ксеноном при давлениях p< 400 Торр. Газ напускали в
колбу и отсекали от газового поста во время экспериментов. Это т.н.
«квазиотпаянный» режим работы. Как показано в наших предыдущих работах,
такие испытания позволяют качественно судить об изменениях полезного срока
службы газоразрядного прибора. Для каждого случая проводились ресурсные
испытания. В ходе опытов измеряли величину нагрева внешней поверхности
колбы в точках А и B (рис. 1) платиновым терморезистором Pt100. Вычисление
температуры проводили по соотношению Каллендара-Ван Дьюзена. Вводимая
в колбу мощность определялась по осциллограммам тока и напряжения.
Спектр излучения Xe2-эксилампы при давлениях p< 150 Торр
представляет собой широкую полосу ВУФ - излучения с максимумом на 172 нм
и полушириной Δλ1/2 ~ 30 нм.
Рис. 3 и 4 демонстрируют результаты испытаний. Из рис. 3 видно, что
при работе колбы в вертикальном положении (рис. 2, b) внешняя стенка колбы
разогревается на примерно на 20% больше, чем в горизонтальном (рис. 2, а).
При этом в горизонтальном положении мощность ВУФ-излучения
увеличивается примерно на треть. Это согласуется с данными [5], но в нашем
случае охлаждение смеси происходит самостоятельно, за счёт конвекции газа в
колбе, что значительно проще, чем в [5], где газ прокачивался через колбу
принудительно.
Следует отметить, что хотя средние значения <Pin> в обоих положениях
были практически одинаковыми, дисперсия σ(Pin) в вертикальном положении
была на 2/3 выше, чем в горизонтальном. Это означает, что в горизонтальном
положении конвекция газа увеличивает стабильность выхода излучения.
Рис. 3. Динамика значений температуры колбы в точке A (рис. 1) в
вертикальном и горизонтальном положениях (рис. 2): p = 300 Торр; Pin = 12 Вт.
148
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 4. Временной ход энергетической светимости Xe2-эксилампы в
различных условиях эксплуатации (пояснения по тексту).
На рис. 4 дан временной ход значения энергетической светимости Xe2эксилампы при p = 300 Торр в вертикальном (1) и горизонтальном (2, 3)
положении, при потребляемой источником питания мощности 40 (1, 2) и 54 (3)
Вт. Видно, что:
1) В горизонтальном положении полезный срок службы рабочей среды
заметно увеличивается по сравнению с вертикальным положением.
2) Увеличение вкладываемой в плазму мощности стабилизирует поток
излучения (исчезают колебания величины энергетической светимости, которые
наблюдались в период с 1 по 5 минуты в случае (2)).
3) Увеличение вкладываемой в плазму мощности ведёт к увеличению
энергетической светимости лампы примерно на треть, что согласуется с
нашими ранними измерениями [4].
Всё это мы связываем с увеличением конвекционного потока через
активное плечо A (рис. 1). Аналогичные зависимости были получены и при
других условиях испытаний.
Таким образом, проведенные эксперименты показывают, что в
предложенной конструкции интенсификация конвекции ведёт к росту
интенсивности ВУФ - излучения молекул Xe2*, увеличивает стабильность
потока излучения и полезный срок службы излучателя.
В наших последующих работах построим математическую модель
конвекции газа в описанной конструкции эксилампы.
Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда
фундаментальных исследований (проект РФФИ № 12-08-00020-а).
149
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. Автаева С.В., Жданова О.С., Пикулев А.А. и др. Новые направления в
научных исследованиях и применении эксиламп. Томск: STT, 2013.
2.
SosninE.A.,
TarasenkoV.F.,
LomaevM.I.
UVandVUVexcilamps.
Saarbrücken, Deutschland / Germany: LAP LAMBERT Academic Publishing, 2012.
3. Avdeev S.M., Sosnin E.A., Tarasenko V.F. // Journal of Optical
Technology. 77 (2010) 42.
4. Соснин Э.А., Ерофеев М.В., Тарасенко В.Ф. и др. // Патент RU
2271590. Приоритет 15.03.2004. Опубликовано 10.03.2006. Бюл. №7.
5. MatsuzawaS., SumimotoT., YoshiokaM., MatsunoH., HiramotoT. // Proc.
th
Of 10 Int. Symposium on the Science and Technology of Light Sources (Toulouse,
France, July 18th-22nd, 2004). L-16. P.175.
A HOMOGENEOUS PLASMA COLUMN IN ARGON GENERATED BY THE
MICROWAVE RESONATOR
1
Epstein I.L. , Gavrilović M.2, Jovićević S.2, Konjević N.3, Lebedev Yu.A.1,
Tatarinov A.V.1
1
Topchiev Institute of Petrochemical Synthesis RAS,Russia, Leninsky Prospect 29,
Moscow 199991. [email protected]
2
Institute of Physics, University of Belgrade, Serbia, 11081 Belgrade, P.O. Box 68.
3
Faculty of Physics, University of Belgrade, Serbia, 11001 Belgrade, P.O. Box
[email protected]
1.INTRODUCTION
Long homogeneous column of a rgon plasma at a pressure of 0.5 Torr,
generated by means of the Beenakker cavity [1], has been investigated by methods of
emission spectroscopy, photography and self-consistent 3D modeling in a nonlocal
approximation.
2. EXPERIMENTS AND MEASUREMENT PROCEDURE
Design and di mensions of the resonator and the sketch of spectral
measurements are shown in Fig. 1a. Quartz tube passes through the axis of symmetry
of the resonator. An argon discharge is ignited inside the quartz tube 18 cm in length
with its inner 5.2 mm and outer 6.8 mm diameters at a pressure of 0. 5 tor and gas
flow of 0. 2 l/min. The external parts of the tube outside the resonator are equal in
length. The resonator is excited by a coaxial feeder with inner rod antenna, vertically
entered through the top cover of t he cavity We used a commercial microwave
generator with 2.45 GHz frequency and output power of 80 W. Optical emission of
the discharge is registered with the digital camera and spectrometer.
The discharge emission is uniform both along the length of t he column and
when collected at the end of the quartz tube (Fig. 1b). However the “end-on” and
“side-on” temperatures determined by the intensity of emission of excited p and d
states of argon atoms collected at the end and perpendicular to the discharge tube
150
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
were found quite different: 1900-2200 K and 4350-4900 K respectively. Explanation
for such a difference in temperatures has been found due to the simulations.
3. MODELING OF THE
DISCHARGE
Since the electrodynamic system
with the energy feeder and tuning rod is
asymmetric, one needs a t hreedimensional model. The model contains
the Maxwell equations, Poisson
equation and kinetic equations for t he
electrons, argon ions (Ar+ and Ar+2) and
electronically excited argon states:
coupled metastable 3P2÷3P0 level Ar(M),
coupled resonant 3P1÷1P1 level Ar(R)
and 3 hi gher lying lumped levels
Ar(F), Ar(A), Ar(B) [2]. The model
includes the following processes: direct
and stepwise electron excitation of Ar;
interchange of metastable and resonant
states under the electron impact;
emission of hi gher lying argon states;
+
dissociative recombination of Ar 2 ion; wall quenching of the excited argon states.
The processes of c hemi-ionization with generation of ions Ar+ and Ar2+, i.e.
Ar(M) + Ar(M, R) → Ar+ + Ar + e and Ar(M) + Ar(M, R) → Ar2+ + e + e were
included in the kinetic scheme.
We also took into account the reabsorption when calculating the loss of
resonant state of Ar(R) and higher lying lumped level Ar(F) due to emission.
Since in studied conditions and geometry of t he discharge system the
relaxation length of electron energy significantly exceeds the radius of the discharge
tube, a nonlocal approximation is used for a description of the discharge [3]. In this
case the local link of parameters of the electronic component with microwave field is
absent, it is replaced by the balance equation of the electron energy density [4, 5].
The model contains pre-computed table files with the rate constants of
reactions which include an electron impact. These rate constants are functions of the
local values of the mean electron energy θ and electron concentration ne. The electron
energy distribution functions, needed for c alculation of t hose constants, have been
obtained by solving the Boltzmann equation for the free electrons of the plasma in the
two-term approximation with a self-consistent set of cross sections for argon.
Preliminary simulations allowed to simplify the computational domain and to
reduce RAM memory space and the running time. The length of the upper part of the
quartz tube is set shorter than its protruding lower part. The upper part of t he tube
Fig. 1.a - the scheme of e nd-on
measurement of e mission spectra of
argon discharge in the Beenakker’s
cavity. b – photo of a discharge in argon,
dark gap corresponds to the cavity; photo
of the discharge at the end (right)
151
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ends where the microwave wave strongly decays and the influence of wave reflection
from tube end can be neglected.
The plasma and wave equations are solved numerically, using finite element
methods implemented in the commercial package Comsol 3.5a [6].Solution
convergence is usually obtained after about an hour of computation on 1 2-core
2.3GHz Xeon of 64 bit system with 32 GiB of RAM.
4. RESULTS AND DISCUSSION
Simulations showed that the plasma can be divided into two areas: a central
ellipsoidal core, located mainly inside the resonator and projecting slightly beyond it,
and peripheral homogeneous column uniformly filling the quartz tube outside the
resonator. The microwave field concentrates mostly inside the resonator with
maximal values at the walls of the quartz tube. Outside the resonator the wave decays
↑ Fig. 3. The side-on excitation
temperature (normalized to the end-on
excitation temperature Tex II = 3600 K)
as a function of the distancebetween
thecollectinglineand the bottom ofthe
resonator’s cavity, simulation.
← Fig. 2. Profiles of: a - microwave
field; b - mean electron energy; celectron density, along the vertical
axis Oz of the tube. d – the electron
density diagram on a vertical slice of
the tube. Vertical lines correspond to
the boundaries of cavity. Simulation.
at a d istance of a f ew millimeters. The characteristic peaks of stationary field (Fig.
2a) outside the resonator’s cavity correspond to a local resonant increase of the field
where the wave goes through the points with critical density of plasma. In contrast to
the microwave field the mean electron energy (Fig. 2b) does not vanish at the exit of
the resonator’s cavity, it is set constant and equal to about 3 eV. In the central region
the mean electron energy on the axis is about 3.5 eV. We note that outside the central
region the mean electron energy is quite high and kinetic processes, initiated by direct
electron impact, make a significant contribution. Such characteristic steady
152
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
distribution of energy is typical for the nonlocal problem and determines the spatial
distribution of all plasma particles.
Typical plasma density (Fig. 2c) exceeds 10nc in the central region, though
inside the homogeneous column it is about 0.1nc. The density of Ar2+ approximately
equal to 0.4nc and 0.004nc inside and outside the central region respectively.
The simulations allowed determining of the mechanisms of population of A r
(F, A, B) effective states. It was found that in the central region of the discharge the
Ar(F) state is mainly populated due to the stepwise processes and the Ar(A, B) states
- by the direct electron impact. In t he discharge tube outside the cavity all of t hese
states are populated due to the direct electron impact. According to the simulations
these mechanisms lead to an overpopulation of A r(F) state (13.2 eV) in the central
region, compared with the excitation due to only the direct electron impact, and hence
to a decrease in temperature. The simulations have also shown that the concentration
ofAr(F)statein the centralregion of the dischargeis threeorders of magnitude
higherthanin thehomogeneouscolumn. This means that evenin the presence of
reabsorption it is the central region of the discharge which gives the main
contribution during the end-on line intensity measurement collected from the
discharge tube. When measuring the side-on intensity of the line emission along the
line for collecting the emission, placed close to the resonator’s cavity, both the tail of
the central core and uniform column contribute to the total collected intensity. If the
line for collecting the emission is selected further from the cavity, the contribution of
the central core becomes smaller and measured temperature of e xcitation gradually
increases down the tube up to its high value of the excitation temperature
correspondent to the uniform column of the discharge.
In the simulations the end excitation temperature for p and d states of argon,
determined by t he line intensities, collected from the end of the discharge tube is
found equal to 3600 K. The accuracy of the calculated values is about 50%. As to the
side excitation temperature correspondent to the emission intensity collected
perpendicularly to the tube, we note that the relative contributions of the central core
of the discharge and its homogeneous column to the total emission intensity will
depend on the distance between the line for collecting the emission and the bottom of
the resonator’s cavity, therefore the side excitation temperature, measured in
experiment, may also vary with this distance (Fig. 3).
Simulations have shown that the emission intensity of the excited atoms,
collected from the end of t he discharge tube, is uniform along the diameter of the
tube. They confirmed similar end-on optical measurements made in the visible
spectrum of argon plasma.
REFERENCES
C.I.M. Beenakker, Spectrochim Acta32B, (1977), 173
N.A. Dyatko, Y.Z. Ionikh et all,J. Phys. D: Appl.Phys.41, (2008), 055204
A. A. Kudryavtsev, A. S. Smirnov and L. D. Tsendin, in Physics of Glow
Discharge. Lan’, St. Petersburg, 2010 [in Russian].
153
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
I.P. Shkarofsky, T.W. Johnston, M.P. Bachynski. The Particle Kinetics
ofPlasmas.Addison-Wesley PC, 1996.
G.J.M. Hagelaar, L.C. Pitchford, Plas. Sources Sci. Technol.14, (2005), 722733
COMSOL 3.5a (http://www.comsol.com)
ЭВОЛЮЦИЯ ПРОСТРАНСТВЕННОЙ СТРУКТУРЫ
СТАЦИОНАРНОГО ПОВЕРХНОСТНОГО РАЗРЯДА ПОД ДЕЙСТВИЕМ
ВЫСОКОВОЛЬТНЫХ ИМПУЛЬСОВ НАПРЯЖЕНИЯ
Акишев Ю.С., Грушин М.Е., Каральник В.Б., Петряков А.В.,
Трушкин Н.И.
ГНЦ РФ ТРИНИТИ, Россия, г. Троицк, г.Москва, ул. Пушковых, вл.12
email: [email protected]
В работе [1] было установлено, что непрерывный поверхностный
барьерный разряд (НПБР) в электродной геометрии острие – плоскость может
существовать в трех режимах: в диффузном при малой амплитуде напряжения,
в режиме «цветка» при средних амплитудах напряжения и в стримерном при
высоком напряжении. Представляет интерес исследование формирования ПБР
с поверхностными лидерами. В работе [2] исследовано развитие импульсного
ПБР. В этих условиях развитие разряда происходит ступенчатым образом
путем последовательного чередования поверхностных стримеров и лидеров.
Первичным звеном в этой цепочке является формирование поверхностных
стримеров, один (или несколько) из которых трансформируется в
поверхностный лидер, который формирует новые стримеры и т.д. В
синусоидальном ПБР при невысокой частоте напряжения (f=5 кГц) также
возможно формирование поверхностных лидеров, причем в отрицательном
полупериоде это формирование происходит без участия поверхностных
стримеров за счет контракции на поверхности диффузной плазмы.
В настоящей работе исследуется пространственно – временная эволюция
структуры НПБР, на который накладывается высоковольтный (ВВ) импульс
напряжения. В этом случае на диэлектрической поверхности уже находится
отложенный электрический заряд, над этой поверхностью существует плазма и
температура газа вблизи поверхности может быть повышенной.
Синусоидальное напряжение частотой f = 1-3кГц подавалось на штыревой
электрод с радиусом закругления r = 0.1мм. Плоским низковольтным
электродом служил медный диск диаметром 110мм, на который помещался
диэлектрик (стекло, толщина 1 мм, диаметр 150 мм). Электродная система
размещалась в газоразрядной камере из оргстекла, в которую подавался
рабочий газ (аргон) при давлении Р = 770Тор. Все эксперименты проводились с
прокачкой газа, чтобы исключить накопление продуктов плазмохимических
реакций. Наложение ВВ импульсов напряжения отрицательной полярности
проводилось во всех трех стационарных режимах НПБР в отрицательном
полупериоде синусоидального напряжения. Амплитуда ВВ импульса
154
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
варьировалась от 5 до 8 кВ и заметно превышала амплитуду синусоидального
напряжения (Umax≈ 4.5кВ). Длительность переднего фронта импульса
напряжения составляла 100 нс, длительность на половине амплитуды ≈3.5мкс.
Пространственно – временная динамика разряда исследовалась с помощью
многокадровой электронно-оптического камеры ЛВ-03. Осциллограммы тока и
напряжения разряда регистрировались с помощью широкополосного
цифрового осциллографа TektronixTDS-520.
На рис. 1 представлены осциллограмма тока разряда и синхронизованные
с ними фотографии, демонстрирующие раннюю стадию эволюции
поверхностного разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в диффузном
режиме. В этом режиме свечение разряда на поверхности имеет форму круга
диаметром 5 -6 мм, центр которого совпадает с ВВ электродом. При наложении
импульса напряжения интенсивность свечения ПБР увеличивается в сотни раз.
При малом времени экспозиции исходное свечение НПБР незаметно (кадр №1
на рис.1). При наложении ВВ импульса диаметр и интенсивность диффузного
свечения значительно возрастают. При радиусе диффузного пятна 7 - 9 мм из
ВВ электрода симметрично во все стороны происходит «вспышка» стримеров и
ток разряда резко (τф = 100нс) возрастает до Iа= 2-3А.
Рис.1. а) Эволюция разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в
диффузном режиме. Время экспозиции кадров τэ1,2 = 100 нс, τэ3,4 = 500 нс, время
между кадрами t1-2 , t3-4 = 150нс, t2-3 = 300нс; б) A1 –метки ЛВ, Ch2 –ток, I =
330мА/дел.
После резкого всплеска ток разряда медленно уменьшается, но удлинение
стримеров происходит и на стадии спада тока, при этом скорость
распространения стримеров падает от 5∗106см/с до нуля. Радиус области,
занятой стримерами, достигает величины R=4см. После остановки стримеров
интенсивность их свечения быстро уменьшается. Однако через время t=1-1.5
мкс из первоначальных полураспавшихся стримеров формируется 6-7 ярких
плазменных каналов - поверхностных лидеров. Их длина увеличивается до 55.5 см. Лидеры постепенно распадаются (с характерным временем τ = 10мкс).
Поздняя стадия эволюции ПБР представлена на рис.2.
155
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.2. а) Эволюция разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в
диффузном режиме. Время экспозиции кадров τэ = 200нс, время между кадрами
t1-2 , t3-4 = 200нс, t2-3 = 3мкс. б – осциллограмма тока разряда с метками ЛВ. A1 –
метки лупы, Ch2 – ток, I = 330мА/дел.
В стационарном режиме «цветка» свечение ПБР имеет форму цветка и
состоит из контрагированных каналов (ножки цветка) и диффузной формы
(лепестки цветка). При наложении ВВ импульса происходит увеличение длины
и яркости ножек и лепестков цветка. Эволюция ПБР на ранней стадии показана
на рис.3. Вспышки стримеров при этом не происходит, т. е. формирование
поверхностных лидеров в этом режиме происходит за счет контракции
диффузной плазмы. Ток разряда при этом увеличивается до Iа=2-3А. Через t
=500 нс яркое диффузное свечение исчезает, величина тока уменьшается до I =
0.5А, интенсивность свечения контрагированных каналов (поверхностных
лидеров) существенно снижается.
Рис.3. Эволюция разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в режиме
«цветка». Время экспозиции кадров τэ1,2 = 100нс, τэ3,4 = 500нс, время между
кадрами t1-2 , t3-4 = 150нс, t2-3 = 300нс; б – осциллограмма тока разряда с метками
ЛВ, соответствующая моменту наложения импульса напряжения. A1 – метки
лупы, Ch2 – ток, I =1А/дел.
Эволюция ПБР на поздней стадии показана на рис.4. Через время t=2 мкс
некоторые из контрагированных каналов «разгораются» вновь (рис.4). Эта
стадия длится 1-2 мкс, после чего поверхностные лидеры распадаются и ток
разряда возвращается к стационарному значению.
156
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.4. а) Эволюция разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в
режиме «цветка». Время экспозиции кадров τэ = 200нс, время между кадрами t12 , t3-4 = 200нс, t2-3 = 1мкс. б – осциллограмма тока разряда с метками ЛВ,
соответствующая моменту наложения импульса напряжения. A1 – метки лупы,
Ch2 – ток, I =1А/дел.
В стримерном режиме синусоидального НПБР поверхностные стримеры
существуют в положительном и отрицательном полупериодах. Количество
отрицательных стримеров заметно меньше, чем положительных, и стартуют
они не с ВВ электрода, как в диффузном режиме, а из головы поверхностного
лидера. При наложении импульса напряжения от ВВ электрода отрастает один
или несколько широких (5-6мм) ярких поверхностных лидеров, которые растут
быстрее, чем в стационарном режиме – их скорость достигает V≈1.5∗107см/с.
Эта стадия развития разряда соответствует плавному нарастанию тока до
величины I = 300 - 700 мА. После того, как длина лидера достигает 3-3.5 см, из
его головы выбрасывается большое количество стримеров (рис.5). Ток при этом
резко возрастает (τф=100нс) до I=1.5 ÷ 3А. Через t=500нс ток спадает до I=0.5А,
при этом из стримеров формируется 2-3 контрагированных канала, из головок
которых происходят слабые стримерные вспышки (рис.5, кадр №3),
рождающие слабые импульсы тока. Т.о. наложение ВВ импульса напряжения
на НПБР в стримерном режиме приводит к чередованию переходов лидер –
стример, при этом первым шагом в этой цепи является образование лидера.
Рис.5. Эволюция разряда при наложении ВВ импульса на НПБР в
стримерном режиме. Время экспозиции кадров τэ1,2 = 200нс, τэ3,4 = 500нс, время
между кадрами 1мкс; б – осциллограмма тока разряда с метками ЛВ, A1 –
метки лупы, Ch2 – ток, I =1А/дел.
157
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант №14–02–
01067).
ЛИТЕРАТУРА
1. Yu. Akishev, G. Aponin, M. Grushin, V. Karalnik, and N. Trushkin. IEEE
Trans. Plasma Sci. 33 (2005) 332.
2. Yu. Akishev, G. Ap onin, A. B alakirev, M. Gr ushin, V. Ka ralnik, A.
Petryakov and N. Trushkin. J. Phys. D: Appl. Phys. 46 (2013) 135204.
СТРУЙНЫЕ ПЛАЗМОТРОНЫ, РАБОТАЮЩИЕ НА ВОЗДУХЕ
В.Я. Фролов, Г.К. Петров, Б.А. Юшин, Д.В. Иванов
Санкт-Петербургский государственный политехнический университет,
Политехническая ул., 29, 195251, Санкт-Петербург, Россия,
e-mail: [email protected])
Кафедра «Электротехника и электроэнергетика» и Научно-учебный
технологический
центр
«Электротехнология»
Санкт-Петербургского
государственного политехнического университета на протяжении многих лет
выполняют теоретические и экспериментальные исследования в области
плазменной техники и технологий [1], в частности исследования по созданию
дуговых плазмотронов и разработке технологий нанесения покрытий.
Разработанные в СПбГПУ дуговые плазмотроны для напыления
покрытий относятся к классу струйных плазмотронов с межэлектродной
вставкой и используют воздух в качестве плазмообразующего газа. Их
преимущества:
Стабильная работа с постоянной длиной дуги;
Возможность выделения большой мощности в плазме при относительно
низких токах дуги (например, 40 кВт при токе 200 А);
Возможность создания плазмотрона под заданную мощность;
Простота в обслуживании;
Большое время жизни катодного блока (термохимический катод) – – до
800 включений.
Плазмотрон ПН-В1 с межэлектродной вставкой, разработанный в НУТЦЭ
СПбГПУ, показан на рис. 1 и 2. Катод с гафниевой вставкой расположен на
входе в канал плазмотрона, цилиндрический анод находится навыходе. Сжатый
воздух подается с тангенциальной закруткой для обеспечения стабильного
режима работы электрической дуги иформирования стабильной плазменной
струи. Порошковый материал подается вструю плазмы на срезе анода. Сначала
между катодом и входной секцией зажигается дежурная дуга. Основная дуга
(между катодом и анодом) зажигается, когда дуговая струя коснется
поверхности анода. При этом транспортный газ подается с таким расходом,
чтобы обеспечить нормальную работу при заданном токе дуги, т.е. чтобы
158
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
порошковый материал осаждался на деталь, формируя покрытие. Конструкция
плазмотрона должна соответствовать требованиям процесса напыления, таким
как высокая скорость плазменной струи, стабильные тепловые и скоростные
характеристики, поэтому были протестированы различные конструкции
плазмотронов.
Специально для плазменного напыления защитных и декоративных
покрытий разрабатывался воздушно-дуговой плазмотрон ПН-31 с
оптимизированным дуговым каналом.
Сравнение результатов исследования энергетических характеристик
разработанного высокоскоростного плазмотрона ПН-31 и существующей
модели – ПН-В1 показало, что термический КПД модели ПН-31 находится в
интервале 55 – 72%, что несколько выше, чем у модели ПН-В1 при тех же
режимах работы. Среднемассовые значения температуры плазменных струй
этих плазмотронов различаются незначительно, тогда как скорость струи
плазмотрона ПН-31 более чем в три раза превышает таковую модели ПН-В1.
Рис. 1. Общий вид воздушно- Рис. 2. Схема плазмотрона:
дугового плазмотрона ПН-В1 с 1 – гафниевая вставка катода, 2 – катод,
межэлектродной вставкой
3 – входная секция, 4 – межэлектродные секции, 5 – анод, 6 –
водяное охлаждение
На рис. 3 представлены фотографии струй, истекающих из плазмотронов
ПН-31 (а) в сравнении с ПН-В1 (б) при различных рабочих режимах. На
основании этих данных можно прийти к заключению, что за счет более сильно
выраженных проявлений турбулентного характера истечения плазменной струи
у плазмотрона ПН-31 ее длина подвержена существенно меньшим изменениям
по сравнению с плазмотроном ПН-В1.
На рис. 4 представлены результаты измерения зависимости скорости
частиц меди размером 50-63 мкм от расхода плазмообразующего газа при
различных рабочих токах для плазмотронов ПН-31 и ПН-В1 (измерения
проводились прибором ИССО-1). Выявлено, что при напылении
высокоскоростным плазмотроном ПН-31 скорости частиц в 2,5-3 раза выше,
чем при использовании модели ПН-В1.
159
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 4. Результаты измерений
Рис. 3. Фото плазменной струи в скорости медных частиц при
различных режимах работы: a – напылении в различных режимах
работы
плазмотрон ПН-31; b – ПН-В1
С целью исследования и оптимизации процессов в дуговых плазмотронах
проводилось моделирование плазменных процессов в плазмотронах по
методике, описанной в работе [2]. Распределения температуры в плазмотроне
ПН-В1ив плазменной струе, полученные в различных режимах
работы,показаны на рис. 5.
а)
б)
в)
г)
Рис. 5. Распределения температуры в различных режимах работы плазмотрона
ПН-В1: а – 150 А, 1,2 г/с (27,4 кВт); б – 200 А, 1,2 г/с (34,7 кВт); в – 150 А, 0,6
г/с (19,6 кВт); г – 200 А, 0,6 г/с (26,9 кВт)
160
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На основании проведенных исследований плазмотронов, общих и
специальных характеристик напыленных покрытий были разработаны и
внедрены технологии создания покрытий различного класса [3–6]:
износостойкие, коррозионностойкие, термозащитные, восстанавливающие, а
также покрытия для медицинских целей. На рис. 6 представлен процесс
напыления износостойкого покрытия на валок стана вытяжки проволоки.
Широкое применение нашла технология воздушно-плазменного
напыления в области реставрации скульптур и памятников из металла. В
последние годы с помощью нее были реставрированы всемирно известные
скульптурные памятники Санкт-Петербурга: скульптурная группа «Укрощение
коня» П. Клодта (Аничков мост, см. рис. 7) и металлические части
Александровской колонны (Дворцовая площадь), скульптуры на здании Сената
и Синода (Исаакиевская площадь).
Таким образом, для реализации технологий нанесения покрытий было
разработано специальное оборудование– струйные воздушно-дуговые
плазмотроны. Также разработаны экспериментальные и теоретические методы
для выборарежимов работы плазменного оборудования.
Рис.
6.
Процесс
напыления Рис.
7.
Процесс
напыления
износостойкого покрытия на поверхность покрытия на скульптурную группу
валка стана вытяжки проволоки
«Укрощение коня» П. Клодта
(Аничков мост, Санкт-Петербург)
Разработанное оборудование, методы экспериментальных исследований,
математические модели плазменных процессов и результаты исследований
являются основой для реализации технологий воздушно-плазменного
напыления покрытий различного класса.
ЛИТЕРАТУРА
1. Техника и технологии нанесения покрытий / В. Я. Фролов, В. С.
Клубникин, Г. К. Петров, Б. А. Юшин. – СПб. : Изд-во Политехн. ун-та, 2008.
2. Дресвин С.В., Иванов Д.В., Фролов В.Я. Индукционный нагрев22 (2012)
25.
3. В. Я. Фролов и др. Научно-технические ведомости СПбГПУ4(63) (2008)
205.
161
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
20
4. В. Я. Фролов, Б. А. Юшин, И. С. ЧуркинМеталлообработка1(49) (2009)
5. В.Я. Фролов и др.Пленки и покрытия - 2011 : труды 10-й Международной
конференции (2011) 22.
6. В.Я. Фролов и др. Пленки и покрытия - 2011 : труды 10-й
Международной конференции (2011) 313.
ПОЛУЧЕНИЕ ПРЕДЕЛЬНО ОДНОРОДНОГО ОБЪЕМНОГО
САМОСТОЯТЕЛЬНОГО РАЗРЯДА В ГАЗОВЫХ СМЕСЯХ МОЩНЫХ
СО2 – ЛАЗЕРОВ.
Хомич В.Ю., Ямщиков В.А.
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт
Электрофизики и Электроэнергетики Российской Академии Наук,
Россия, 191186 г. Санкт-Петербург, Дворцовая набережная, д. 18
[email protected]
Объемному самостоятельному разряду (ОСР) посвящено множество
исследований, поскольку он очень широко используется для накачки мощных
импульсных и импульсно-периодических лазеров ИК, УФ и ВУФ диапазонов
излучения и в ряде других важных технических приложениях. Даже в случае
совершенно однородных начальных условий разряд становится неустойчивым
из-за того, что в нём образуются плазменные неоднородности. Их рост
приводит к стягиванию тока в зону неоднородности (контракция разряда) и
может вызвать дугу. Если в предыдущие годы большинство усилий было
направлено на исследование процессов формирования ОСР и механизмов
развития неустойчивостей, то для практических целей фундаментальной
проблемой становится поиск возможности полного подавления плазменных
неоднородностей в объемном самостоятельном разряде. В отличие от обычного
ОСР это можно назвать получением предельно однородного самостоятельного
разряда. В настоящей работе исследуются возможности подавления
неоднородностей и сопутствующих им плазменных неустойчивостей в
самостоятельном разряде, а также физический механизм и условия получения
предельно однородного ОСР в газовых смесях мощных CO2-лазеров.
Основные типы неоднородностей, из-за которых самостоятельный разряд
теряет устойчивость, подробно проанализированы в [1]. Было показано, что на
стадии формирования ОСР вследствие дрейфа электронов и значительного
преобладания фотоэмиссии над электрон-ионной эмиссией электронов с катода,
процесс образования плазменного столба носит волновой характер. В
результате образуются начальные неоднородности в виде стримеров, не
равномерного распределения плотности плазмы по сечению разряда или
катодных пятен. На стадии горения ОСР неоднородности, возникшие на стадии
его формирования, быстро растут под действием последующего энерговклада.
Также на стадии горения разряда могут проявляться различные типы объемных
неустойчивостей
таких,
как:
ионизационно-перегревная
(тепловая)
162
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
неустойчивость,
ионизационная
неустойчивость,
неустойчивость,
обусловленная ступенчатой ионизацией частиц, и т.д. Критерием развития
объемных неустойчивостей обычно служит достижение некоторых пороговых
плотностей энергии Wth, выделяющихся в плазменном столбе. Например, в
смесях СО2−лазеров атмосферного давления с содержанием молекулярных
компонентов 50% пороговая величина удельного энерговклада составляет Wth
= 0,4-0,5 Дж/см3атм.
Таким образом, если стадию формирования исключить из процесса
развития разряда, а также не превышать порога по удельному энерговкладу, то
можно устранить возникновение, указанных выше неоднородностей и
осуществить зажигание предельно однородного ОСР с максимально возможной
для данных условий накачки длительностью горения.
Рассмотрим механизм и определим критические условия зажигания ОСР,
при которых разряд начинается сразу со стадии горения, минуя стадию его
формирования. Для этого рассмотрим одномерную картину процесса развития
разряда в плоском разрядном промежутке, заполненном начальной плазмой с
равномерно распределенной концентрацией электронов n0. На рис.1 изображён
качественный вид распределения поля E(x) и заряженных частиц n0вдоль
разрядного промежутка (РП) до начала возникновения ионизационных
процессов. После приложения к промежутку поля Е0, в результате дрейфа
электронов у поверхности катода появится слой с избыточным зарядом ионов
толщиной ∆. В плазменном столбе (∆<x<d) концентрации ионов n+ и
электроновn- - равны.Поскольку, dE/dx = 4πe(n+ - n-) = 0, то напряженность
поля в столбе одинакова и равна Е ≈ Е0 (при ∆ « d)
Рис.1.
заряженных
анодом (А).
плазменный
слой.
Качественный вид распределения электрического поля E(x) и
частиц в промежутке с расстоянием d между катодом (К) и
E0- внешнее электрическое поле;EК- поле на катоде; Δ<x<dстолб, созданный за счёт предыонизации; 0 <x<Δ– катодный
Распределение поля на расстоянии x от левого края столба имеет вид:
Ех = Е +4πen+x = Е +4πen0x (0<x<∆).
163
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Стадия горения ОСР начинается с периода образования катодного слоя,
который замыкает ток проводимости между плазменным столбом и катодом.
Это означает, что для развития ОСР со стадии горения разряда, возникновение
условий образования катодного слоя и соответствующего ему катодного
падения потенциала должно предшествовать появлению процессов ударной
ионизации в начальном плазменном столбе. То-есть, необходимо выполнить
следующее условие:
∆ <α-1,
где α = α(Е) – коэффициент ударной ионизации в плазменном столбе.
Механизмом, обеспечивающим ток в катодном слое должен служить
таунсендовский разряд. В таунсендовском разряде определяющая роль
принадлежит электрон-ионной эмиссии с катода. Благодаря этому, зависимость
толщины катодного слоя от плотности разрядного тока является падающей [2],
что позволяет ограничить рост величины ∆ значением, соответствующим
условию возникновения таунсендовского пробоя в этом слое. Условие
возникновения таунсендовского пробоя в катодном слое имеет вид [2]:
∆
∫
0
1 
α C (E x )dx = ln + 1
γ
,
где αc(Ех) - коэффициент ударной ионизации в катодном слое, γ - коэффициент
вторичной эмиссии электронов с катода. Если заменить линейное
распределение поля в катодном слое ступенькой с величиной поля равной
полю на катоде Ес и используя эмпирическое выражение для α= рАe-Bp/E[2], то
из приведённых выражений получим связь между n0 иE,
(1).
n0> (4πe)-1 рАe-Bp/E[C*E2( Bp - C*E )-1]
Подставляя в соотношение (1) средневзвешенные для смеси CO2 : N2 :
He =1 : 2 : 3 при р = 760 Торр значения А =5,3 (см Торр)-1, B = 135 В/(см
Торр),а также 4πe = 1,81*10-6 В см,γ = 10-2, C* = 1,53. Полагая, что область
зажигания предельно однородного разряда лежит в интервале значений,
Eqs<E<2Eqs найдем, что 1,7•109 см-3<n0 <5,5·1011 см-3, где Eqs = 12,5 кВ/см - поле
квазистационарного горения разряда для указанной смеси, которая широко
используется в мощных СО2-лазерах.
Рассмотренная
теоретическая
модель
зажигания
разряда
удовлетворительно согласуется с экспериментальными результатами,
полученными при инициировании ОСР слаботочным пучком ускоренных
электронов [3]. На рис. 2 показаны фотографии свечения ОСР (удельный
энерговклад ~ 300 Дж/литр, длительность тока разряда по основанию ~ 4 мкс) в
смеси CO2 : N2 : He =1 : 2 : 3 (с добавкой ~ 0,1% триэтиламина) атмосферного
давления при разных значениях концентрации плазмыn0, создаваемой
электронным пучком.
164
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
а)
б)
в)
7
-3
Рис. 8. Фотографии свечения ОСР а) n0 = 5*10 см ; б) n0 = 2*1010 см-3; в) n0 =
5*1011 см-3.
При относительно слабом уровне предыонизации (n0= 5·107 см-3)
наблюдается типичная картина разряда, присущая системам накачки с УФ
подсветкой. Четко видны неоднородности в форме искровых каналов,
прорастающих с катода почти на треть длины межэлектродного промежутка. С
анода начинает расти катодонаправленный канал. Даже при n0= 2·1010 см-3, в
узкой прикатодной области ещё имеется большое количество регулярно
распределенных по поверхности катода каналов, рожденных, по-видимому, из
катодных пятен. И только при n0 = 5·1011 см-3 разряд принимает форму
совершенно однородного положительного столба с ровно светящимся узким
катодным слоем.
Возможность полного подавления плазменных неоднородностей
позволяет ожидать значительного повышения стабильности объемного
самостоятельного разряда при больших n0. В связи с этим, был проведен
эксперимент по определению длительности устойчивого горения предельно
однородного ОСР. Эксперимент проводился на установке мощного СО2−лазера
с накачкой ОСР, который инициировался слаботочным электронным пучком (j
~ 15 мА/см2), длительностью около 1 мкс. Разрядный объем составлял 60 л,
межэлектродное расстояние 19 см, напряжение накачки 290 кВ, энерговклад
около 10 кДж, n0 ~ 1012 см-3. В смеси CO2 : N2 : He =1 : 2 : 3 (с добавкой ~ 0,1%
триэтиламина) атмосферного давления, при включении в цепь разряда катушки
индуктивности L = 20 мкГ был получен ОСР с полной длительностью тока
достигавшей 10 мкс [3]. В случаеL> 20 мкГ, на краю поверхности анода
прорастал искровой канал, что приводило к перекрытию РП. Причиной пробоя
была краевая неоднородность поля на аноде (коэффициент неоднородности
поля – 1,4), обусловленная конструкцией электродной системы и разрядной
камеры.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Khomich V.Y., Yamshchikov V.A. “Generation of plasma
inhomogeneities and their total suppression in a volume self-sustained discharge” //
Plasma Physics Reports. 2011. V. 37. № 13. С. 1182-1189.
165
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2.
Ю.П. Райзер « Основы современной физики газоразрядных
процессов» Москва, «Наука» 1980, 415 с.
3.
В. В. Аполлонов, И.Г. Кононов, А.М. Прохоров, К. Н. Фирсов, В.А.
Ямщиков. «Мощный СО2-лазер с накачкой объемным самостоятельным
разрядом, инициируемым слаботочным пучком электронов» // Письма в ЖТФ,
том 12, вып. 7, с.401-405 (1986)
SHEATH STRUCTURE TRANSITION CONTROLLED BY
ENHANCED SECONDARY ELECTRON EMISSION IN DC DISCHARGE
Schweigert I.V., Keidar M.*
Institute of Theoretical and Applied Mechanics,
Novosibirsk 630090, Russia, [email protected]
*The George Washington University, Washington, DC 20052, USA
The thrust-to-power ratio is a key characteristic of electric propulsion devices
for spacecraft. It can be increased by i ncreasing the ion density of the discharge
plasma for a given power. Nevertheless it has been observed in Hall thruster that the
ion density does not increase with power beyond a certain threshold. In this paper we
study the effect of the secondary electron emission yield from the dielectric wall on
the sheath formation in low temperature plasma. Since the electrode and wall sheaths
in gas discharge chamber determine the lost of plasma, the ability to control the
sheath potential will help to modify the plasma characteristics. We can change the ion
and electron energy distribution functions and plasma fluxes on t he wall. It was
shown in the experiment [1] that the dielecric material with enhanced electron yield
helps to decrease the sheath potential. In our simulation we study the sheath structure
in the direct current discharge plasma for the experimental conditions [1].
The discharge glow is sustained by the thermo-emission electron current from
the heated cathode. As in the experiment [1] we took the plate made from Al2O3. This
material has larger secondary emission coefficient due to the electron bombardment
γ, which increases with the energy of incident electron energy.
In our calculation the chamber has a cylindrical shape with the radius of 20 cm
and the height of 50 cm. The radii of the cathode and the plate are 5 cm. The distance
between cathode and plate is 27 cm. The geometry of the chamber is shown in Figs.
1. The cathode is placed at z=5 cm and the plate is at z=42 cm. The discharge glows
in argon at pressure P= 10-4 Torr. The cathode voltage U is ranged from 60 V to
120 V. The thermo-emission electron current from the hot cathode is je =0.240.48 mA/cm2.
The discharge parameters are calculated with solving the system of equations,
which includes the Boltzmann equations for e lectron and ion energy distribution
functions, the Poisson equation for the electrical potential, balance equation for the
currents for the plate surface potential. The equations are solved self-consistently
with PIC MCC method and the steady-state solution is obtained by t he iterative
method.
166
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Fig. 1. Electron density normalized with 108cm-3 for discharge
curent je=0.48 mA/cm2, the applied voltage U=90V.
Fig. 2. Potential distributions over the axis of s ymmetry for j e =
0.36 mA/cm2 for U=60 V (1), 70 (2), 90 (3) and 120 V (4).
In kinetic PIC MCC simulations we have studied the influence of the
secondary electron emission yield on the sheath formation near the plate in dc
discharge. It has been shown that two types of t he sheath appear near the plate
depending on t he voltage and thermo-emission electron current values (see Fig. 2).
The first type of sh eath has a large potential drop a nd its structure is set by t he
167
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
electron and ion currents from the plasma. T he second type of t he plate sheath
appears when the energetic part of EEDF on the plate becomes reach enough to
produce large number of s econdary electrons. In t his case the potential drop on the
sheath is smaller and set by a balance of the electron current from plasma and the
secondary electron emission current from the plate. The calculation results and the
experimental date are in a good agreement.
LITERATURE
Langendorf S.J., Walker M. L. R. 2, AIAA 2013-4128.
ТЕМПЕРАТУРА НЕЙТРАЛЬНЫХ ЧАСТИЦ В ПЛАЗМЕ
ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА
Юнусов Р.Ф.
Казанский национальный исследовательский технический университет
им.А.Н.Туполева, Россия,420124,Казань, ул. Четаева 48, 148,
[email protected]
Целью данной работы являлось экспериментальное определение
температуры газа в продольном тлеющем разряде в воздухе.
На рис.1 представлена схема разрядной камеры, предназначенной для
исследования температурного поля нейтральных частиц. Разрядная камера
состоит из медных электродов 1, 2 и трубки 3. Среднее расстояние между
электродами изменяется в диапазоне l = (0,08 – 0,1) м за счет установки
электродов на определенном расстоянии от оси разрядной камеры. Внутренний
диаметр разрядной камеры равен 0,01 м. На наружной поверхности разрядной
камеры имеются девять направляющих капилляров для ввода термопар и
измерения давления. К системе откачки разрядная камера присоединяется
вакуумными шлангами. Ток и напряжение разряда контролировались
стрелочными приборами, а для снятия вольтамперной характеристики
использовался графопостроитель типа H-306.
Рис.1. Схема разрядной камеры для исследования температурного поля
нейтральных частиц в продольном тлеющем разряде.
168
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Термопары вводились в разрядную камеру до положения r = 0 и r = 0,8
(где r =
r1
). Расположение термопар показано на рис. 1. Температура наружной
R
поверхности разрядной камеры измерялась в восьми точках хромельалюмелевыми термопарами диаметром 0,2 мм. Рабочие концы термопар
прижимались к поверхности разрядной камеры с помощью четырех тонких
колец. По показаниям термопар определялась средняя температура
поверхности разрядной камеры. Температура нейтральных частиц измерялась
после установления стационарного режима, что определялось по стабильности
значений входных и выходных параметров. В каждом режиме поддерживались
постоянными давление в разрядной камере, расход газа, ток и напряжение
разряда. Измерения в одном режиме проводились 5 – 10 раз. Термо-ЭДС
термопар измерялась компенсационным методом потенциометром типа ПП-63
класса точности 0,05. Использовалась схема подключения термопар с помощью
двухполюсного переключателя на один измерительный прибор. Термопары
имели общий холодный спай при 00С, помещенный в термостатируемый сосуд.
Измерение температуры нейтрального газа в плазме тлеющего разряда
представляет определенные трудности, связанные с отсутствием равновесия
между нейтральными и заряженными частицами, возможностью химических
процессов и т.д. Температура нейтрального газа в таком объекте измерялась
термопарным или термозондовым методами в ряде работ [4-8]. С учетом всех
факторов погрешность измерения температуры нейтрального газа не
превышает 8%, что согласуется также с данными.
Перейдем непосредственно к результатам измерений. С помощью первой
термопары ( T11 на рис.1) измерялась температура газа на входе разрядной
камеры. Ее показания изменялись от 292 К до 303 К в зависимости от мощности
разряда, газодинамических параметров потока и температуры воздуха в
ресивере. На рис.2 представлены зависимости температуры нейтральных
частиц от тока разряда, где Т4 – температура на оси разрядной камеры, а Т5 –
температура на расстоянии 1 мм от стенки разрядной камеры. Аналогичные
зависимости температуры нейтральных частиц от тока и мощности разряда
получены также для температур Т2, Т6, Т3 и Т7, где Т2, Т6 - температуры на оси
разрядной камеры, а Т3 и Т7 – температуры на расстоянии 1 мм от стенки
разрядной камеры.
Анализ полученных данных показывает уменьшение температуры по
радиусу разрядной камеры и ее повышение в направлении течения газа.
Температура на оси разрядной камеры повышается с ростом тока, мощности
разряда и давления. Повышение температуры с ростом мощности разряда
происходит приблизительно по линейному закону со скоростью 6,50К/Вт на
оси и 40К/Вт вблизи стенки разрядной камеры. Влияние расхода воздуха на
температуру газа показано на рис.3.
169
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 2. Зависимости Т4 и Т5 от тока
Рис. 3. Зависимости Т2 и Т3 от
-1
при R = 0,005 м и G = 0,007 г с . мощности разряда при R = 0,005 м и
P
=
2,5
кПа.
Обозначения:
= 2,5
Обозначения: •, ×→ PкПа
;
−3
-1
•,  →гGс= 7 ⋅10 ⋅ ;  , ×→ Gг =с 17 ⋅10−3 ⋅ -1
, + → PкПа
= 3,9
, → PкПа
= 5,5
; 
.
; ∇,  → Gг =с 35 ⋅10−3 ⋅ -1 .
Как было установлено, с ростом расхода газа разряд теряет осевую
симметрию и визуально наблюдаемая светящаяся область смещается от оси к
внутренней поверхности разрядной камеры. На рис.4 показана схема разряда в
воздухе при R = 0,005 м, p = 2,5 кПа, l = 0,1 м, I = 50 мА и различных расходах
воздуха.
а
б
в
Рис. 4. Геометрические формы разряда при различных расходах воздуха:
a →бG =G7 ⋅10г−3с ⋅; -1 →в 17
= G10⋅ г−3с ⋅; -1 → 35
= 10⋅ г−3с ⋅ -1 .
Катод расположен слева, анод – справа, скорость газа направлена от
катода к аноду. Разряд занимает почти все пространство разрядной камеры при
G = 0,007 г с-1 (рис. 4а) и в таких условиях температура должна быть
170
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
максимальной на оси разрядной камеры, что согласуется с данными рис.2. При
увеличении расхода воздуха от G = 0,007 г с-1 до G = 0,017 г с-1 происходит
отклонение разряда от оси под действием усиленного потока газа (рис. 4б). В
этом случае при G = 0,017 г с-1 термопары T21 , T41 и T61 находятся за пределами
светящейся области. С этим связано резкое понижение температуры газа на оси
разрядной камеры при изменении расхода воздуха в диапазоне G = (0,007 –
0,017) г с-1 (рис.3). Например, Т2 при G = (0,017 – 0,035) г с-1 остается равной
комнатной температуре и не изменяется с увеличением мощности разряда
(рис.3) до 80 Вт.
Таким образом, в данной работе экспериментально получены
зависимости температуры воздуха в продольном тлеющем разряде
цилиндрической формы в диапазоне давлений P = 2,5 – 5,5 кПа, расхода
воздуха G = 0,007 – 0,035 г с-1, тока I = 30 – 80 мА, мощности разряда N = 30 –
80 Вт. Получены также распределения температуры воздуха по длине
разрядной камеры, и выявлена существенная зависимость температурного поля
от формы святящейся области разряда.
ЛИТЕРАТУРА:
1.
Иванов Ю.А. и др. // ТВТ. 1979. Т. 17 , № 4. С. 828-834.
2.
Виноградов Т.К. и др.// Плазмохимические реакции и процессы. М.:
Наука, 1977. С. 108 – 134.
3.
Иванов Ю.А., Лебедев Ю.А., Полак Л.С. Методы контактной
диагностики в неравновесной плазмохимии. М.: Наука, 1981. 144 с.
4.
Акишев Ю.С. и др. //ПМТФ. 1981. № 3. С. 10 – 13.
5.
Galeev I.G. и др. // Plasma Physics and Plasma Technology –4,
International conference, Vol.1,Minsk, 2003. P.108 – 111.
ГЕНЕРАЦИЯ ПЛАЗМЫ ВОДЯНОГО ПАРА В ЭЛЕКТРОДУГОВОМ
ПЛАЗМОТРОНЕ
АньшаковА.С., УрбахЭ.К., РадькоС.И., УрбахА.Э., ФалеевВ.А.
Институт теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН, Россия,
630090, г. Новосибирск, пр. акад. Лаврентьева, 1
E-mail: [email protected]
Новосибирский государственный технический университет, Россия,
630073, г. Новосибирск, пр. Маркса, 20
Интерес к пароводяной плазме обусловлен несколькими причинами.
Благодаря своим уникальным свойствам по энтальпии, экологичности,
широкой доступности она перспективна в технологических процессах
металлургии, энергетики, машиностроения, плазмохимии. В технологиях
переработки и утилизации техногенных отходов, газификации твердых топлив
низкотемпературная плазма водяного пара является не только теплоносителем,
171
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
но и активным реагентом в физико-химических реакциях. Наконец,
пароводяной плазмотрон не образует вредных окислов азота.
В настоящее время стационарно работающие пароводяные плазмотроны
обязательно включают в конструкцию термоэмиссионный (вольфрамовый)
катод, для защиты которого от окислительной среды применяются аргон или
азот [1–3]. При этом разрядная камера плазмотрона имеет сложное
конструктивное решение от конфузора до многощелевого (регенеративного)
ввода пара.
Для устранения загрязнения плазменной струи инородными газами и
упрощения конструкции плазмотрона предложена и реализована схема
однокамерного плазмогенератора с медными электродами [4, 5]. Основу
плазмотрона составляют два трубчатых медных электрода ступенчатой
геометрии, разделенных изолятором и завихрителями (рис. 1).
Внутренний электрод является анодом (d1 = 20·10-3 м), выходной
электрод – катодом (d2 = 16·10-3 м). Соотношения D1/d1 и D2/d2 составляют 1,4–
1,5. Длины l1 и l2 в экспериментах незначительно изменялись. Изолятор 6 (рис.
1) предотвращает попадание опорного пятна дуги на торец задней крышки.
Постановка здесь кольца закрутки переводит конструкцию плазмотрона в
двухкамерный вариант. Кольцо закрутки 4 имеет два ряда тангенциальных
отверстий. Через один ряд в плазмотрон на стадии запуска поступает
подогретый воздух до 160оС, через другой – водяной пар с температурой 250–
300оС.
Рис. 1. Конструктивная схема пароводяного плазмотрона. 1 – анод, 2 –
катод, 3 – изолятор, 4 – кольцо закрутки, 5 – стальная обечайка, 6 – изолятор.
Для исключения конденсации пара на водоохлаждаемых поверхностях
электродов необходимо поддерживать температуру их рабочих поверхностей
выше температуры насыщенного пара. Достигается это косвенным
охлаждением медных электродов путем применения трубы из нержавеющей
стали 5 (рис. 1) с толщиной стенки δ на всей длине анода и на начальном
участке катода до уступа. Участок выходного электрода за уступом
охлаждается непосредственно водой.
172
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Толщина и конфигурация стенки стальной обечайки 5 рассчитывалась
для составного электрода на ПК ANSYS [6] при заданном коэффициенте
теплоотдачи от охлаждаемой поверхности электрода к протоку воды.
Применение уступов в трубчатых электродах обеспечивает сокращение
длины дуги по сравнению с полыми цилиндрическими электродами и
требуемый размах колебаний приэлектродных участков по рабочей
поверхности для обеспечения технологического ресурса работы электродов.
Основное внимание в проводимых исследованиях уделялось внутреннему
электроду–аноду по двум причинам. Известно, что эрозия медного трубчатого
анода меньше, чем для катода в одинаковых условиях. Кроме того, при
переходе в режим плавильного плазмотрона проще добиться длительного
ресурса работы электрода, если он будет анодом.
На рис. 2 приведены ВАХ дуги в водяном паре. Они имеют падающий
вид, поскольку оба радиальных участка дуги свободно перемещаются за
уступом в осевом направлении. Полученные ВАХ дуги обобщены в
критериальном виде: U = 2280 (I2/Gd2)-0,17 (G/d2)0,20 (pd2)0,25. Здесь d2 – диаметр
узкой части выходного электрода (рис. 1). Диапазон определяющих
параметров: I2/Gd2 = 1,79·108 – 1,61·109 А·с/кг·м; G/d2 = 0,161 – 0,269 кг/м·с;
pd2 = 20,4·10-2 Па·м. Точность формулы невелика (± 10%), но и она уже
позволяет делать ориентировочные расчеты разрядной камеры пароводяного
плазмотрона другой мощности.
Средняя по длине дуги напряженность электрического поля составляет 18
– 20 В/см. Она соответствует экспериментальным данным для пароводяного
плазмотрона с защитой термокатода азотом [7]. Сравнения ВАХ дуги при
горении дуги в воздухе и водяном паре (расходы составляли 4,1·10-3 кг/с)
показали, что падение напряжения на дуге в паре примерно в 1,4 раза выше,
чем на воздухе. Судя по следам выработки электродов при работе плазмотрона
на воздухе, смеси воздуха с паром и на паре, длина дуги при одинаковом токе
практически не меняется. Следовательно, повышение напряжения на дуге при
переходе с воздуха на пар обусловлено только тем, что дуга горит в смеси
водорода с кислородом (на чистом водороде напряженность поля составляет 30
в/см и более).
Измерения тепловых потоков в электроды показали, что в исследованном
диапазоне тока (150–300 А) и расходе воздуха и пара (3·10-3 – 5·10-3 кг/с)
основные потери приходятся на выходной электрод (в 3,4 раза больше, чем в
анод), а по величине они практически одинаковы для воздуха и пара. Тогда
получается, что КПД плазмотрона (ηт = 1 – Qпотери/U·I) на водяном паре выше,
чем на воздухе и составляет 0,55–0,65. Оптимизация длины электрода–катода
приведет к повышению КПД плазмотрона до 0,8.
Важнейшей характеристикой эффективности и надёжности плазмотрона
является ресурс работы электродов. На рис. 3 приведены экспериментальные
данные по G для анода (значения G для катода располагаются несколько ниже –
в диапазоне 10-9 –10-8 кг/Кл).
173
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
U, B
G,
кг/Кл
500
10-7
1
2
3
400
300
100
10-8
150
200
250
300
I, A
10-9
2
4
6
8
t, ч
Рис.
2.
Вольт-амперные
Рис. 3. Зависимость удельной эрозии
характеристики
дуги.
Расход анода от времени испытаний. I = 180–
-3
водяного пара: 1 – 3·10 , 2 – 4·10-3, 3 200 А, D1 = 30·10-3м.
– 5·10-3 кг/с.
По результатам расчета распределения температуры вдоль электрода–
анода [6] была изменена система охлаждения стальной обечайки за счет её
профилирования с целью достижения температуры рабочей поверхности 110–
130оС. Результат сказался на величине G (см. точку вблизи 8 ч,
-9
G = 1,7·10 кг/Кл). Отсюда следует, что при температуре входящего пара 250–
300оС необходимо обеспечить высокую скорость перемещения дугового пятна
около 20 м/с (за счет увеличения расхода пара или применением внешнего
магнитного поля) и обеспечить за счет косвенного охлаждения температуру
рабочей поверхности электрода до температуры выше насыщенного пара на
уровне 110–130оС. Тогда будет возможно получение значений G анода на
уровне 10-10 –10-9 кг/Кл.
В настоящее время с учетом достаточно протяженной эродированной
зоны (120–130 мм за уступом) ресурс работы внутреннего электрода–анода
будет не менее 250–300 ч при токе дугового разряда 200–250 А.
Таким образом, показана работоспособность конструктивной схемы
плазмотрона с медными трубчатыми электродами для генерации пароводяной
плазмы. Полученные энергетические и ресурсные характеристики отражают
особенности горения дугового разряда в водяном паре.
ЛИТЕРАТУРА
1. Михайлов Б.И. Теплофизика и аэромеханика.4 (2003) 637.
2. Даутов Г.Ю., Тимошевский А.Н., Урюков Б.А. и др. Генерация
низкотемпературной плазмы и плазменные технологии.Наука, Новосибирск,
2004.
3. L. Charakhovski, A. Marquesi et al. Plasma Physics and Plasma
Technology. II (2012) 723.
4. A. S. Anshakov, E.K Urbakh et. al. Plasma Physics and Plasma Technology.
II (2012) 727.
174
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
5. Аньшаков А.С., Радько С.И., Урбах Э.К. и др. Теплофизика и
аэромеханика.6 (2012) 761.
6. Радько С.И. Научный вестник НГТУ.4 (2013) 210.
7. Жуков М.Ф., Засыпкин И.М., Тимошевский А.Н. и др. Электродуговые
генераторы термической плазмы. Наука, Новосибирск, 1999.
ОЦЕНКА ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ В МИКРОПЛАЗМЕННЫХ
РАЗРЯДАХ НА ПОВЕРХНОСТИ ТИТАНА
1
Иванов В.А., 1Коныжев М.Е., 2Зимин А.М., 2Тройнов В.И.,
1
Летунов А.А., 1Камолова Т.И., 1Дорофеюк А.А.
1
Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН,
Россия, 119991, Москва, ул. Вавилова, 38. E-mail: [email protected]
2
Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана,
Россия, 105005, Москва, 2-я Бауманская ул., 5. E-mail: [email protected]
В работах [1, 2] экспериментально и теоретически показано, что
существенную роль в процессе возбуждения разрядов на поверхности металлов
при воздействии внешнего потока плазмы играют естественные или специально
нанесенные на поверхность металлов диэлектрические пленки. При этом в
вакууме воздействие потока плазмы на металлические образцы с нанесенной на
их поверхность диэлектрической пленкой толщиной 0,1-1 мкм приводит к
возбуждению микроплазменных разрядов (МПР) при значительно меньших
величинах плотности плазмы и напряжения (~100В), чем это имело место на
чистых металлических образцах (~100 кВ) [3]. Это явление обусловлено тем,
что при взаимодействии плазменного потока с металлом, покрытым
диэлектрической пленкой, происходит накопление заряда на внешней
поверхности пленки. В результате в местах разрыва пленки или на ее краю
вблизи открытой поверхности металла, т.е. на срезе пленки толщиной около
1 мкм, за короткое время ~1 мкс могут возникать разности потенциалов
порядка приложенного к образцу напряжения, и, таким образом, большие
электрические поля величиной до 1 МВ/см. При таких условиях происходит
электрический пробой по срезу диэлектрической пленки вблизи ее края, а
образовавшаяся плазма поверхностного электрического пробоя вызывает
появление микроплазменных разрядов уже на металле с образованием плотной
сильно локализованной плазмы с характерными размерами 1-100 мкм.
Воздействие плазмы МПР на металл приводит к появлению в контактном
слое плазма - металл сильных электрических полей ~20 МВ/см, которые
инициируют ток электронной эмиссии большой плотности из металла в плазму
и переход к взрывной эмиссии [3]. При этом происходят разогрев и плавление
металла в локальных областях с формированием над расплавом области
высокого давления. Вследствие быстрого движения МПР по поверхности
образца со скоростью до 500 м/c происходит затвердевание расплавленных
локальных областей металла с характерной скоростью остывания ~106 К/с с
образованием микрократеров с характерными размерами 0,1-20 мкм. В
175
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
результате этих процессов происходят существенная перестройка морфологии
и структуры поверхностного слоя металла и формирование прочного
микрорельефа на его поверхности. Типичная микрофотография фрагмента
поверхности титанового образца, полученная с помощью растрового
микроскопа, приведена на рис. 1.
В наших экспериментах внешний поток плазмы с длительностью
импульса около 20 мкс производит инициирование МПР, и, далее, плазма
самих микроплазменных разрядов инициирует новые микроразряды в тех
местах, где имеется край диэлектрической пленки на открытой поверхности
металла. Поскольку электрическое поле E на краю диэлектрической пленки,
зависит от плотности плазмы n и температуры электронов Te как величина
E ~ nTe , то для оценки напряженности поля важно измерять эти параметры.
Цель настоящей работы, таким образом, состояла в оценке одной из важнейших
величин - температуры электронов - по соотношению интенсивностей
спектральных линий атомов и ионов.
Исследования МПР проводились на титановых образцах на установке
“Сфера” [4]. Закрепленный на держателе титановый образец с нанесенной
диэлектрической пленкой закреплялся на держателе и помещался в вакуумную
камеру, из которой механическим насосом откачивался воздух до остаточного
давления ~3 Па. В камере размещался плазменный инжектор, который в
результате высоковольтного электрического разряда (напряжение 7 кВ, ток
1.5 кА, длительность знакопеременного импульса 20 мкс) по поверхности
полиметилметакрилата создавал импульсный поток водородно-углеродной
плазмы. Измеренная по ионному току насыщения плотность плазмы в потоке в
12
см−3, длительность переднего
области размещения образцов составляла ×10
5
фронта импульса плазмы – 5 мкс.
В экспериментах использовались образцы из технического титана ВТ-1,
которые имели форму цилиндра диаметром 8 мм и высотой 8 мм. Образцы
подвергались предварительной механической обработке (фрезерование,
шлифование и полирование). Перед установкой в вакуумную камеру на
поверхности образцов из титана формировалась диэлектрическая оксидная
пленка толщиной около 1 мкм, для чего образцы выдерживались при
температуре 400оС на воздухе в течение 60 минут. Возбуждение
микроплазменных разрядов проводилось при начальном напряжении на
титановом образце “-400 В”. При взаимодействии внешнего потока плазмы на
поверхности образца возникали микроплазменные разряды, которые
представляли собой яркие локализованные светящиеся плазменные
образования с характерными размерами от 1 до 100 мкм.
Для регистрации эмиссионных спектров использовался спектрометр
AvaSpec-3648 со спектральным разрешением 0,3 нм в диапазоне длин волн от
370 до 920 нм.
176
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 1. Фрагмент поверхности титана с Рис
2.
Полулогарифмическая
множеством микрократеров
зависимость приведенных значений
интенсивностей линий атомов титана
от энергии Ek верхнего уровня
Излучение МПР разрядов фокусировалось на торце оптоволоконного
кабеля, по которому поступало в спектрометр и регистрировалось с помощью
CCD-линейки. Размер области сбора излучения (около 10 мм) существенно
превосходил размер светящейся области единичного микроплазменного
разряда, а в область наблюдения могли попадать несколько локализованных
ярких разрядных пятен. В тех случаях, когда микроразряды не попадали в
область фокусировки оптической системы, спектрометр не регистрировал
линии титана, а интенсивность линий ионов углерода из потока плазмы
инжектора была на 4 порядка слабее линий титана из микроплазменных
разрядов. Время регистрации совпадало с длительностью разряда. Таким
образом, измерения спектра в эксперименте усреднялись по нескольким
светящимся объектам, находящимся в области наблюдения.
В основном режиме исследования проводились при постоянных
значениях амплитуды тока 100 А и длительности импульсов 20 мс.
Зарегистрированные спектры содержат большое количество линий, наиболее
яркие из которых принадлежат нейтральным атомам (TiI) и однозарядным
ионам титана (TiII) и сосредоточены в диапазоне 390 – 525 нм. Ярких линий
ионизованных атомов титана более высокой кратности не обнаружено. Кроме
линий титана, обнаружены также и линии примесей. Основными из них
являются линии атомарного водорода серии Бальмера Hα и Нβ, линия
атомарного кислорода (λ≈777 нм), две молекулярные полосы С2 системы Свана
с кантами (λ≈516,5 нм и 512,9 нм), а также несколько слившихся в две группы
ярких линий железа в районе 374,6 и 376,5 нм. Все эти линии принадлежат
атомам и молекулам, входящим либо в состав материала образца, либо в состав
177
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
оксидной пленки, получаемой на поверхности образцов путем термического
отжига в воздушной атмосфере, либо материала держателя образца.
Для определения параметров плазмы по соотношениям интенсивностей
излучаемых спектральных линий использовалась модель локального
термодинамического равновесия. В соответствии с методикой [5] для большей
достоверности при вычислениях использовались не две, а большинство из 41
идентифицированной линии атомов и ионов титана, которые не насыщены и не
сливаются с близко расположенными соседними линиями. Использованная
методика состоит в определении методом наименьших квадратов температуры,
характеризующей распределение атомов или ионов по уровням с разной
энергией, а, следовательно, в условиях ЛТР и энергетическое распределение
электронов плазмы. Для этого строилась зависимость комплекса
ln  K J k λki /( Ak g k )  (Jk – интенсивность линии, λk – длина волны, Ak –
вероятность перехода, gk – статистический вес) от энергии верхнего уровня Ek,
аппроксимируемая прямой линией (рис. 2). Величина K выбиралась таким
образом, чтобы выражение под логарифмом было безразмерным.
Наклон этой прямой определяет величину Te. Для условий эксперимента
температура электронов, определенная по совокупности линий TiI в диапазоне
390 − 525 нм, составляет Te=0,6±0,3 эВ. В результате экспериментов
установлено, что электронная температура, рассчитанная по интенсивностям
линий атомов титана в спектре МПР, находится в интервале значений 0,3...
0,9 эВ, в то время как значение Te, определенное из сравнения интенсивностей
линий ионов TiII, оказывается существенно выше и составляет ≈1,3 эВ. Повидимому, температура электронов, определенная по относительным
интенсивностям атомов, соответствует областям плазмы, наиболее близко
расположенным к поверхности расплавленного в МПР титана.
Данные, полученные по интенсивностям линий ионов титана,
согласуются с результатами исследований микроплазмы на графите, в которых
установлен рост Te по мере удаления от центральной области плотной плазмы
катодного пятна к периферии. Результаты данной работы согласуются с [6], где
измерения Te дали примерно ту же величину при амплитуде импульсного тока в
микроплазменных разрядах 200А. Важно, что значения температуры
электронов в микроплазменных разрядах с импульсными токами 100 А и 200 А,
определенные по линиям нейтральных атомов титана, лежат в указанном
интервале, нижняя граница которого практически совпадает с температурой
плавления титана (~ 2000 К). Это согласуется с представлениями о том, что
вблизи поверхности раплавленного металла температура плазмы может быть
близкой к температуре плавления металла независимо от тока разряда до тех
пор, пока существует поверхность расплава.
Работа выполнена при поддержке РФФИ проект № 13-08-01174
178
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. V.A. Ivanov,B. Jüttner, H. Pursch, P.Siemroth.Adw DDR Beitrage aus der
Plasma Physik. 23(1983) 551.
2. В.А.Иванов. Прикладная физика.(2001) 5.
3. Г.А.Месяц.Эктоны в вакуумном разряде: пробой, искра, дуга. Наука,
М., 2000.
4. V.A. I vanov, M.E. Konyzhev, L.I. Kuksenova et al. Plasma Physics
Reports.36 (2010) 1241.
5. В.М. Градов, А.М. Зимин, С.Е. Кривицкий, А.В. Шумов. ВАНТ. Сер.
Термоядерный синтез. (2009) 64.
6. В.А. Иванов, М.Е. Коныжев и др. Прикладная физика. (2012) 133.
СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ОТРИЦАТЕЛЬНОГО
КОРОННОГО РАЗРЯДА ПРИ АТМОСФЕРНОМ ДАВЛЕНИИ
Мавлюдов Т.Б, *Шахатов В.А.
Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова РАН, Россия,
Ленинский проспект, 49, [email protected],
*Институт нефтехимического синтеза им. А.В. Топчиева РАН, Россия,
Ленинский проспект, 29
В данной работе создана экспериментальная установка для спектральных
исследований коронного отрицательного разряда в воздухе в системе
электродов “острие - плоскость”. Приведены предварительные результаты
исследований спектрального состава излучения разряда. Выполнена
идентификация спектров и определены колебательная и вращательная
температуры, соответствующие излучающим возбужденным состояниям
молекулы азота. В работе акцент сделан на методическом аспекте
моделирования и обработки спектров излучения коронного разряда. В отличие
от существующих моделей расчетов и обработки спектров испускания, в
данной работе развивается подход, позволяющий с учетом спектрального
переналожения молекулярных полос излучения восстановить неравновесные
распределения заселенностей молекул в возбужденных состояниях.
Экспериментальная установка состоит из двух частей: электрической и
оптической. Электрическая система представляет собой высоковольтный блок
питания с напряжением до 15кВ и током до 120мкА.
Активный коронирующий электрод выполнялся в виде иглы. Пассивный
электрод имел форму цилиндра диаметром 70 мм. Межэлектродное расстояние
могло варьироваться. В данном эксперименте оно составляло 16 мм.
Напряжение от высоковольтного трансформатора через выпрямительный диод
(отрицательная полярность) подавалось к коронирующему электроду..
Регулировка величины высокого напряжения осуществлялась посредством
лабораторного автотрансформатора. Полярность высокого напряжения
определялась высоковольтным выпрямительным диодом. Приложенное к
электродам напряжение и ток в цепи разряда измерялись соответственно с
179
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
помощью киловольтметра и микроамперметра. Сигналы напряжения и тока
также регистрировались на осциллограф через делитель и шунт соответственно.
На рис.1 показаны осциллограммы тока и напряжения разряда.
Вторая часть установки связана с регистрацией спектров и состоит из
линзы, коллиматора и спектрометра. Для регистрации свечения отрицательный
короны применялся спектрометр HR4000 (200-1100 нм). Изображение короны с
помощью кварцевой линзы собиралось и проецировалось на «экран»
коллиматора, далее подбором фокусного расстояния собиралось на вход
коллиматора, а затем подавалось на оптоволокно.
Рис.1. Типичная осциллограмма тока и напряжения в разряде для
напряжения 10 кВ и тока 120 мкА. Развертка по напряжению и току составляют
10 мВ/дел и 100 мВ/дел, соответственно. Развертка по времени равняется 500
нс/дел.
Спектры усреднялись по времени и пространству. Регистрация
интегрального излучения плазмы велась вдоль оси наблюдения.
На рис.2 приведен обзорный спектр коронного разряда. Как видно, спектр
отрицательной короны зарегистрирован в диапазоне 300 – 450 нм и
характеризуется
перекрытием электронно-колебательных полос второй
N 2 (ΠC3 u B
→Π 3 g )
и
первой
отрицательной
положительной
системы
(
N +2 ΣB2
+
→Σ 2
uX
+
g
) [1, 2].
Рис.2. Обзорный спектр коронного разряда
180
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Спектр разряда, в диапазоне длин волн 340 – 380 нм, сопоставлялся с
результатами спектральных измерений работ [3–8]. Обнаружено, что
спектральный состав излучения в основном совпадает. Полосы секвенций (Δv =
-1 и Δv = -2) второй положительной системы азота N 2 (ΠC3 u B→Π 3 g ) являются
наиболее интенсивными. Они были выбраны для определения поступательной
температуры и функции распределения по вращательным и колебательным
уровням молекулы азота в электронно – возбужденном состоянии C3Пu.
Вращательная температура Trot и заселенности возбужденного состояния
3
C Пu рассчитывались путем обработки измеренных спектров второй
положительной системы азота. Обработка экспериментальных спектров
включала идентификацию спектра, вычитание фона, сглаживание и коррекцию
интенсивности спектров с учетом интенсивности спектра излучения
градуированной вольфрамовой лампы СИ-8-200. Для калибровки частотного
диапазона и определения аппаратной функции оптической системы
использовалась дейтериевая лампа ДРГС-12.
Для определения Tg, Trot в электронно-возбужденных состояниях из
измеренных спектров излучения коронного разряда использовались методы
неразрешенной вращательной структуры электронно-колебательных переходов
и частично разрешенной колебательной структуры электронных переходов
На рисунках 3 и 4 представлены результаты моделирования. Расчетный
(сплошная линия) и измеренный (точки) спектры излучения второй
положительной системы молекулы азота в коронном разряде для секвенции
Δv=-1 и Δv=-2. Также представлены графики заселенности молекул азота по
колебательным уровням в состоянии C3Пu (приведенные к заселенности
нулевого колебательного уровня) для секвенции Δv = -1 и Δv = -2. Из графиков
следует, что наилучшее согласие между расчетным и измеренным спектрами
достигается при Trot = 300 К и Tv = 2200 K.
Рис.3. Расчетный (сплошная линия) и измеренный (точки) спектры
излучения второй положительной системы молекулы азота в коронном разряде
для секвенции Δv=-1.
181
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.4. Расчетный (сплошная линия) и измеренный (точки) спектры
излучения второй положительной системы молекулы азота в коронном разряде
для секвенции Δv=-2.
Электрическое поле, рассчитанное аналитически (по данным [9,10]) и
численно (в предположении электростатики), на расстоянии 0.01 мм от острия,
составляет 9.24·105 В/см и 6.99·105 В/см соответственно. Кривые представлены
на рисунке 5 и находятся в хорошем согласии друг с другом
Рис.5. Аналитический и численный расчет электрического поля вблизи
острийного электрода
ЛИТЕРАТУРА
1. Пирс Р., Гейдон А. Отождествление молекулярных спектров, М.:Издво иностранной литературы, 1949
2. A. Lothus and P. H. Krupenie. J.Phys. Chem. Ref. Data 6, (1977), 113
3. R. Bussiahn, R. Brandenburg, T. Gerling et al. Appl. Phys. Lett.,(2010), 96,
143701
4. Sretenovic G. B.; Obradovic B.M.et al. Current Applied Physics 13 (2013)
121-129
182
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
5.Karas V.I., Golota V.I., Bolotov O.V., et al. Plasma Physics Reports, , V.34,
N10, (2010), 879-884
6. F. Grum and L. F. Costa. Applied Optics, Vol. 15, Iss. 1, (1976), 7679
7. Z. Machala, I. Jedlovský, L. Chládeková, et al. Eur. Phys. J. D, 54, (2009),
195-204
8. M. Simek et al. J. Phys. D: Appl. Phys., 31, (1998), 2591
9. L.B.Loeb, A.F.Kip, G.G.Hudson, W.H.Bennett. Phys. Rev. 60, (1941), 714–
722
10. C. F. Eyring, S. S. Mackeown, R. A. Millikan.Phys. Rev. 31, (1928), 900–
909
ГЕНЕРАЦИЯ ГАЗОВОЙ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ В
ПРОТЯЖЕННОМ ДУГОВОМ ИСТОЧНИКЕ С НАКАЛЁННЫМ И
ПОЛЫМ КАТОДОМ
Шугуров В.В., Калушевич А.А., Коваль Н.Н., Ковальский С.С.
Институт сильноточной электроники СО РАН, Россия, [email protected]
Аннотация.
Представлены результаты исследования генерации газоразрядной
низкотемпературной плазмы в протяженном плазменном источнике с
накаленным катодом «ПИНК - П04М». Данный плазмогенератор позволяет
получать газовую плазму с плотностью ионного тока насыщения до 10 мА/см2 в
вакуумных объемах порядка 1 м3. В качестве рабочих газов используются
инертные и реактивные газы. Диапазон рабочих параметров плазмогенератора
позволяет использовать его совместно как с дуговыми испарителями, так и с
магнетронными распылительными системами в комплексных технологических
процессах, включающих очистку, активацию поверхности, ионное
азотирование и плазменно-ассистированное напыление функциональных
покрытий.
В работе приведены результаты исследования режимов генерации
газовой плазмы, ионного тока насыщения коллектора от давления и рода
рабочего газа, тока накала катодов. Показано, что в плазмогенераторе
существует 2 режима работы, позволяющие получать одинаковый ионный ток
при разной затраченной мощности, выявлены наиболее оптимальные режимы
генерации газовой низкотемпературной плазмы.
Конструкция плазмогенератора.
Для ионно-плазменной обработки протяженных изделий с помощью
газовой плазмы в лаборатории плазменной эмиссионной электроники (ЛПЭЭ)
ИСЭ СО РАН был разработан плазмогенератор «ПИНК-П04М» [1].
Принцип работы плазмогенератора «ПИНК-П04М» основан на
использовании несамостоятельного дугового разряда с комбинированным
накаленным катодом и полым катодом [2].
Конструкция плазмогенератора «ПИНК-П04М» представлена на рисунке
1. Основным несущим элементом плазмогенератора является водоохлаждаемый
183
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
корпус 2, который одновременно служит каркасом магнитной катушки 3. На
нем, через изолятор 8, установлен фланец полого катода 6, к которому
посредством болтового соединения закрепляется полый катод 1.
Фланец 6 закрыт крышкой полого катода 7, которая может откидываться
на направляющих для технического обслуживания плазмогенератора. Между
крышкой 7 и фланцем 6 установлен изолятор. Крепления крышки выполнены в
виде ручек зажимов 12. Водоохлаждаемые токовводы 5 для питания
прямонакальных катодов 4 установлены на крышке полого катода через
изолятор.
Рис. 1. Конструкция плазмогенератора «ПИНК-П04М»:
1 – Полый катод, 2 – Корпус, 3 – Магнитная катушка, 4 – Накаленный
катод,
5 – Токоввод, 6 – Фланец полого катода, 7 – Крышка полого катода,
8 – Изоляторы, 9 – Вводы газа, 10 – Прижимы.
Прямонакальные катоды изготавливаются из вольфрамовой поволоки
диаметром 0,8- 1,5 мм. Корпус плазмогенератора изолирован от корпуса
установки с помощью проходного изолятора 8. Газ в плазмогенератор подается
через вводы газа 11.
Электропитание плазмогенераторов осуществляется от унифицированных
источников питания, состоящих из блока питания разряда, блока питания
магнитной катушки и блоков питания накаленных катодов, количество которых
варьируется в зависимости от модели плазмогенератора. Блок питания разряда
и блок питания катушки объединены в один конструктивный блок. Блок
питания разряда выполнен по схеме высокочастотного инвертора и имеет
автоматические защиты от короткого замыкания и возникновения «микродуг»
на полом катоде. Блоки питания накала установлены по 2 в корпусе.
Напряжение накала импульсное с частотой 2 кГц и имеет прямоугольную
форму.
184
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Экспериментальная часть
Для выявления оптимальных параметров генерации плазмы снимались
зависимости ионного тока коллектора расположенного в центре рабочей
вакуумной камеры диаметром 700 мм от тока накала катодов. На коллектор
подавалось отрицательное напряжение величиной 500 В. При изменении ток
накала меняется температура накалённых катодов и, следовательно, ток
термоэмиссии электронов, что, при использовании стабилизированного
источника питания разряда позволяет менять напряжение горения разряда и
мощность, затрачиваемую на генерацию плазмы.
а)
б)
Рис. 2 Зависимость плотности ионного тока коллектора от тока накала, а)
– рабочий газ аргон, б) – рабочий газ азот.
На рисунке 2 представлены зависимости плотности ионного тока
коллектора от тока накала для аргона и азота в качестве рабочих газов при
различных токах разряда. Анализ графиков позволяет выявить немонотонный
характер данной зависимости, который, по-видимому, связан с различными
процессами генерации плазмы. При низком токе накала напряжение горения
разряда достаточно высоко для поддержания вторичных процессов генерации
плазмы на электродах плазмогенератора. При увеличении тока накала и
снижении напряжения горения разряда уменьшается роль вторичных
процессов, что приводит к уменьшению плотности ионного тока на коллектор.
Однако при этом повышается ток термоэмиссии первичных электронов, и при
высоких токах накала их роль в ионизации газа увеличивается и приводит к
повышению плотности ионного тока. Насыщение в правой ветви графиков на
рисунке 2 вызвано, скорее всего, замагничиванием первичных электронов
собственным магнитным полем накалённого катода.
Если построить зависимость плотности ионного тока от полной
мощности, затрачиваемой на генерацию плазмы (мощность накала плюс
мощность разряда), становится видно, что для определённого тока разряда
можно получить одинаковое значение плотности ионного тока при двух
различных величинах затрачиваемой мощности (рис 3а).
185
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
а)
б)
Рис 3 Зависимость плотности ионного тока коллектора от а) мощности,
затрачиваемой на генерацию плазмы, б) напряжения горения разряда.
Наиболее оптимальным является режим с меньшей мощностью,
затрачиваемой на генерацию плазмы. Таким образом, при использовании
автоматизированной системы управления блоками питания плазмогенератора
появляется возможность обеспечивать генерацию плазмы в оптимальном
режиме. Для этого была построена зависимость плотности ионного тока от
напряжения горения (рис. 3б) и выявлено оптимальное напряжение горения для
каждого значения тока разряда. График зависимости оптимального напряжения
горения от тока разряда для давления аргона равном 0,3 Па представлен на
рисунке 4.
Рис. 4 Оптимальное напряжение горения в зависимости от тока разряда.
Заключение
В процессе выполнения данной работы были проведены исследования
режимов работы генератора низкотемпературной газовой плазмы «ПИНКП04М». Были исследованы зависимости плотности ионного тока коллектора от
давления и рода рабочего газа, тока накала катодов. Для давления рабочего газа
аргона равном 0,3 Па выявлены оптимальные режимы генерации плазмы.
Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ № 14-08-00997а.
186
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. V. V. Shugurov. Extended Arc Plasmagenerator PINK-P. // Proc. 9th
International Conference on Modification of Materials with Particle Beams and
Plasma Flows. Russia, Tomsk ,September 21—26, 2008. – PP. 27-30.
2. Л.Г. Винтизенко, С.В. Григорьев, Н.Н. Коваль, В.С. Толкачев, И.В.
Лопатин П.М. Щанин // Дуговые разряды низкого давления с полым катодом и
их применение в генераторах плазмы и источниках заряженных частиц
//Известия ВУЗов. Физика. 2001. №9. с 28-35.
187
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Section 2. ElementaryProcessesinPlasma
Секция 2. Элементарные процессы в плазме
О МЕХАНИЗМЕ ОБЪЕМНОЙ ОБРАБОТКИ
КАПИЛЛЯРНО-ПОРИСТЫХ МАТЕРИАЛОВ
ВЧ ПЛАЗМОЙ ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ
И.Ш.Абдуллин, В.С.Желтухин, И.Г.Сайфутдинов*
КНИТУ, Россия, 420015, Казань, ул. К.Маркса, 68. [email protected]
*КФУ, Россия, 420008, Казань, ул. Кремлевская, 18. [email protected]
Результаты экспериментальных исследований [1] показали, что при
обработке капиллярно-пористых материалов, таких, как натуральная кожа, мех,
ткани, ВЧ плазмой пониженного (13,3-133 Па) давления (ВЧППД)
модификации подвергаются не только поверхностные слои материала, но также
и глубинные, внутренние слои. Физическая и математическая модели объемной
модификации капиллярно—пористых материалов (КПМ) в результате
воздействия ВЧППД, представлена в работах [1]. Суть ее заключается в
следующем.
Известно, что в ВЧ разряде у поверхности материала, вследствие
колебаний электронного газа, образуется слой положительного заряда (СПЗ).
Отрицательный потенциал образца относительно плазмы при давлениях 13,3133 Па достигает 80-100 В. Границы СПЗ с противоположных сторон образца
осциллируют с частотой поля. Поэтому электрические потенциалы,
создаваемые слоями положительного заряда с противоположных сторон
образца, также осциллируют в противофазе друг с другом. Это создает внутри
пористого диэлектрического материала ВЧ электрическое поле амплитудной
напряженностью ~104-105 В/м.
В результате поляризации макромолекул коллагена в наведенном
электрическом поле на внутренней поверхности пор образуется связанный
электрический заряд, причем противоположные поверхности пор приобретают
разные знаки. В связи с небольшими расстояниями между противоположно
заряженными поверхностями (10-100 нм) внутри капилляров и пор создается
сильно неоднородное электрическое поле. Как показали результаты численных
расчетов [1], абсолютная величина напряженности электрического поля | E |
может достигать значений 109 В/м и более (рис. 1). Из рисунка видно, что
компоненты вектора электрической напряженности Ex и Ey резко возрастают в
окрестности локальных зарядов.
Наибольший рост напряженности наблюдается в непосредственной
близости к поверхности поры, в то время в средней части объема поры | E | ≈ 0.
Объясняется это тем, что в системе точечных зарядов вектор напряженности
электрического поля E представляет собой суперпозицию полей, создаваемых
связанными зарядами на стенке поры:
1 e rk
, k  1,2,  ,
E   Ek , Ek 
(1)
k
4pe0 e rk
188
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
а)
б)
Рис. 1: Распределение компонент вектора напряженности
электрического поля внутри нанопоры (плоская модель): а) Ех, б) Еу
Здесь Ek – электрическое поле, создаваемое k-м зарядом, ε0 электрическая постоянная, ε – относительная диэлектрическая проницаемость
газа в поре, rk, rk – радиус-вектор и расстояние до позиции связанного
электрона на стенке поры. В середине пористого объема векторы
напряженности полей от разных зарядов компенсируют друг друга, в
результате чего сумма векторов Ek обращается практически в нуль.
Высокомолекулярные полимеры, к которым относятся коллаген, кератин
и целлюлоза – основные компоненты компонент кожи, меха и тканей, –
характеризуются очень малой энергией ионизации, всего около 0,2 эВ, и
способны к самоионизации [2]. Заметим, что рассматриваемые материалы
обладают развитой системой открытых пор, а на их поверхность в плазме
поступает поток ионов с энергией 30-100 эВ [3]. При попадании иона на
внутреннюю поверхность открытой поры эта энергия и энергия рекомбинации
(15,76 эВ в аргоновой плазме) затрачивается на разрыв меж- и
внутримолекулярных связей, в результате чего могут возникнуть радикалы –
остатки макроцепей, а ткже ионы и электроны (вторичная эмиссия). В работе
[1] путем численных расчетов показано, что в модельной системе связанных
зарядов, имитирующей связанные заряды на внутренних поверхностях пор,
вторичные ионы и электроны, вследствие сильной неоднородности
электрического поля, приобретают энергию 6-8 эВ. Это означает, что может
возникнуть каскад процессов вторичной ионизации, что фактически означает
пробой объем нанопоры. Однако, данный вывод носит качественный характер,
так как построенная в [1] модель является двумерной; фактически это модель
наноразмерной щели. В трехмерном случае обнаруженный эффект может
проявляться иначе, или вовсе отсутствовать. В связи с этим, для проверки
гипотезы о механизме возникновения пробоя нанопор, разработана трехмерная
модель.
Нанопора моделировалась параллелепипедом размерами 10х10х100 нм3.
Известно, что фибриллы коллагена имеют характерную "полосатую
исчерченность", вызванную чередованием на их поверхности участков
189
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
полярных и неполярных аминокислотных остатков. При этом соединение
фибрилл в волокна происходит таким образом, что полосы на соседних
фибриллах размещаются со сдвигом друг относительно друга. Чередование
полос на фибриллах приводит к тому, что полярные полосы образуют спираль
на внутренней поверхности нанопоры (рис. 2).
Рис. 2: Модель распределения полярных участков на внутренней
поверхности нанопоры. Характерные масштабы осей: Ox, Oy – 10-8нм,
Oz – 10-7 нм.
В электростатическом поле напряженностью до 104 – 105 В/м плотность
связанного поверхностного электрического заряда не превышает 10-8 – 109
Кл/м2. В нанометровом диапазоне такой поверхностный заряд следует
рассматривать как совокупность элементарных точечных зарядов, поэтому
можно рассматривалось движение отдельных электронов и ионов,
эмитируемых с поверхности нанопор.
Движение электронов и ионов внутри нанопоры описывается системой
задач Коши
dvi,e
eE
(1)

,
vi,e 0  vi0,e ,
dt
d ri,e
dt
mi,e
 vi,e ,
(2)
ri,e 0  ri0,e ,
где vi,e , ri,e – вектор скорости и, соответственно, радиус-вектор иона (индекс i) или
электрона (индекс e), mi,e – масса иона или электрона, Е – вектор напряженности
электрического поля, t – время, ri0,e , vi0,e – начальные положение и скорость
заряженной частицы, е – элементарный электрический заряд, знак «+»
соответствует иону, знак «-» - электрону.
Вследствие малых геометрических размеров, время пролета заряженной
частицы от одной стенки нанопоры до противоположной составляет порядка
190
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
10-12–10-13 с, что потребовало использования шага интегрирования системы
уравнений (1)-(2) Δt=10-14c.
а)
б)
в)
г)
Рис. 2: Траектории заряженных частиц в модельной нанопоре со
спиральным распределением связанного заряда, представленным на рис. 1.
а – траектория вторичного электрона, эмитированного плазменным ионом,
влетевшим в пору; б, г – добавляются траектории вторичных ионов H+; в добавляется траектория вторичных электронов.
Результаты моделирования движения заряженных частиц в электрическом
поле, созданном системой связанных зарядов (рис. 1), представлены на
рис. 3. Данная модель не учитывает наличия внутри нанопор
электрического поля, создаваемого осцилляциями СПЗ, и вызванную им
поляризацию стенок нанопор. Тем не менее, из представленных
результатов численных расчетов уже можно сделать вывод, что
возникновение каскада процессов вторичной ионизации в нанопоре с
учетом трехмерного распределения связанных зарядов на внутренней
стенке в принципе возможно.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проекты 12-0100955, 14-01-00755) и Минобрнауки РФ (базовая часть госзадания, проект от
01.02.2014 г. № 2196).
191
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
[1] И.Ш. Абдуллин, А.М. Сунгатуллин, Г.Р. Рахматуллина, В.С.
Желтухин // Кожевенно-обувная промышленность. 1 (2009) 40.
[2] Б.И.Сажин. Электрические свойства полимеров. Химия, Ленинград,
1986.
[3] И.Ш.Абдуллин, В.С.Желтухин, Л.Н.Абуталипова, И.В.Красина.
Высокочастотная плазменная обработка в динамическом вакууме капиллярнопористых материалов: теория и практика применения. Казань: изд-во Казан.
гос. ун-та, 2004.
ИССЛЕДОВАНИЕ РЕКОМБИНАЦИИ АТОМОВ АЗОТА И
КИСЛОРОДА НА КВАРЦЕ
Александров Е.Н.1, Жестков Б.Е.2, Козлов С.Н.1
1. Институт биохимической физики РАН им. Н.М.Эмануэля, Москва, ул.
Косыгина 4. Е-mail: [email protected], [email protected]
2. ФГУП «ЦАГИ» им. проф. Н.Е. Жуковского, Жуковский, ул. Жуковского,
д. 1. Е-mail: [email protected]
Гетерогенная рекомбинация атомов является одним из основных
элементарных
процессов,
имеющих
место
при
взаимодействии
низкотемпературной плазмы с поверхностью. Кроме значительного
фундаментального интереса гетерогенная рекомбинация имеет большое
практическое значение для ряда приложений. Гетерогенная рекомбинация
является основным механизмом рекомбинации атомов при низких давлениях,
что определяет важность ее процессов для физики разряда, горения,
плазмохимии. Гетерогенная рекомбинация на ряде режимов вносит основной
вклад в тепловой поток к гиперзвуковому летательному аппарату.
В имеющихся работах по гетерогенной рекомбинации, как правило,
регистрируется тепловой эффект рекомбинации и определяется произведение
вероятности рекомбинации γ на величину доли энергии рекомбинации β,
передаваемую поверхности в акте рекомбинации [1]. Работ по прямому
измерению вероятности гетерогенной рекомбинации γ крайне мало [2-5]. Кроме
того, имеет место разброс данных, зависящий, в первую очередь, от состояния
поверхности. В докладе особое внимание уделено очистке поверхности.
Создана установка и усовершенствована методика определения вероятности
гетерогенной рекомбинации атомов в особо чистых контролируемых условиях
с регистрацией концентраций атомов при помощи резонансно-флуоресцентной
спектроскопии (РФС) [4, 5]. Проведены измерения вероятностей гетерогенной
рекомбинации атомов азота и кислорода при их раздельной и совместной
рекомбинации на поверхности плавленого кварца.
Экспериментальная установка [5] с двухканальной системой регистрации
концентраций атомовсостоит из следующих основных частей: реактора;
устройства для диссоциации молекул газа; источников возбуждающего
резонансного излучения; приемников испускаемого атомами резонансного
192
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
излучения; систем вакуумирования и вымораживания воды, масел и др.
загрязнителей (рис. 1). Использовался цилиндрический кварцевый реактор
диаметром 50 мм и длиной 175 мм с двумя каналами регистрации атомов.
Цилиндрический реактор целиком выполнен из кварца с нихромовым
подогревателем, намотанным снаружи. Поверх подогревателя помещен
теплоизолятор. Во избежание рассеяния, возбуждающий поток света тщательно
коллимируется и затем улавливается световой ловушкой (рогом Вуда). Место
регистрации атомов с помощью РФС обозначено точкой А на рис.1.
Рис.1. Экспериментальная установка: 1 - кварцевый реактор; 2 -печь, 3 –
источник резонансного излучения; 4, 5 – приемники излучения; 6 - СВЧ
резонатор; 8 - датчик давления; 9 –блок обработки сигналов; 10 – компьютер.
Атомы генерируются в отростке 7 в СВЧ разряде, возбуждаемом в
резонаторе Бройда, и диффундируют в реактор. В реакторе атомы постепенно
рекомбинируют в результате рекомбинации на стенках, при этом выполняются
относительные измерения концентрации атомов. Абсолютная градуировка
метода осуществлялась с использованием равновесных значений концентрации
атомов водорода при температуре реактора 1400 K. Флуоресценция атомов
азота (λ =120 нм) и кислорода (130.2 и 130.5 нм) в реакторе индуцировалась с
помощью струевой СВЧ-разрядной лампы, разряд возбуждался СВЧ
генератором Луч-2 с помощью резонатора Бройда в автономной струе гелия ВЧ
с добавками до 1% чистых N2 и O2. Спектр лампы в диапазоне 115-140 нм
содержит только линии Hα (121.6 нм), O (130.2-130.5 нм) и N (120 нм).
Коротковолновая граница излучения лампы с окном из MgF2 на уровне
1%составляет λ=113 нм. Регистрация резонансного излучения атомов азота и
кислорода осуществлялась счетчиками фотонов Гейгера-Мюллера с квантовым
выходом около 20% [5]. Для регистрации резонансного излучения атомов азота
рабочая смесь счетчика составлена из 2%бромистого этила (С2Н5Br) и 98% Аr.
Окно счетчика выполнено из материала MgF2. Область чувствительности
счетчика составляет 113-120.5 нм. Для регистрации резонансного излучения
атомов кислорода счетчик заполняется смесью, состоящей из 10% NО и 90% Ar
при общем давлении также 29.3 кПа. Окно фотоприемника выполнено из
материала CaF2с коротковолновой границей пропускания на уровне 1% λ= 125
нм. Область чувствительности кислородного счетчика 125.0 – 134.5 нм. Для
193
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
регистрации сигнала фотоприемников использовалась созданная в лаборатории
компактная электронная система.
Вакуумные уплотнения на окнах реактора изготовлены из тефлона, а
сами окна из материалов МgF2 и CaF2. Давление в реакторе регистрируется
манометром фирмы Baratron чувствительностью 0,1 Па. С вакуумной системой
реактор соединяется через стеклянные ловушки, помещенные в жидкий азот, и
стеклянные вентили. Атомы в реакторе контактируют только с материалами,
вероятность рекомбинации на которых мала (кварц, стекло, тефлон, MgF2,
CaF2), причем 96% всей поверхности составляет кварц. Для очистки стенок
реактора от различных загрязнений поверхность реактора обрабатывалась
плавиковой кислотой (HF). Кроме того реактор перед экспериментом очищался
под воздействием потоков атомов О, и N при больших концентрациях (1014-1015
см-3), ионов и излучения СВЧ- разряда в течение 4 часов с четырехкратным
вакуумированием и последующим заполнением реактора новой рабочей
смесью. После очистки поверхности реактора атомами эффективная
вероятность рекомбинации на стенках реактора уменьшалась примерно в 2 раза
и составила для атомов O и Nγ ~ 10-5 при комнатной температуре.
Диссоциация воздушной смеси производится в СВЧ разряде. После
выключения СВЧ генератора концентрация n атомов в реакторе спадает по
экспоненциальному закону в результате рекомбинации на стенках: n ~ exp(-t/τ )
= ехр(-kt), где k - константа гибели атомов на стенках реактора. Для длинного
реактора L » d/2: k = (cγ/d) (1+d/2L) [5]. Здесь с - средняя тепловая скорость
движения атома с=(8kT/πmi)-1/2, i – N, O; d, L - диаметр и длина реактора. С
помощью регистрации временных зависимостей концентраций определены
значения вероятности гетерогенной рекомбинации γ для атомов N и O при их
раздельной (рис.2) и совместной (рис.3) рекомбинации на поверхности кварца в
температурном интервале 300 – 600 К, при давлении в реакторе 10…500 Па и
концентрациях атомов 109 – 1012 частиц/см3. Получено, что при раздельной
рекомбинации вероятность рекомбинации атомов кислорода значительно
превышает вероятность рекомбинации атомов азота (γO ≈ 5 γN при комнатной
температуре). Применение двухканальной регистрации концентраций атомов
позволило впервые исследовать совместную рекомбинацию азота и кислорода,
что как раз реализуется при обтекании гиперзвукового аппарата и в различных
разрядах в воздушной смеси. Получено, что вероятность гетерогенной
рекомбинации атомов азота в воздушной смеси значительно увеличивается за
счет перекрестной рекомбинации (при комнатной температуре в 2.4 раза). На
поверхности идет реакция N+O=NO. Молекулы NO покидают поверхность и
вступают в быструю реакцию с атомами азота, приводящую к образованию
молекулярного азота N+NO=N2+O. Этот гетерогенно-гомогенный процесс
приводит к увеличению вероятности рекомбинации атомов азота. Вероятность
гетерогенной рекомбинации атомов кислорода при этом уменьшается за счет
перехода атомов O в объем (в 1.5 раза при комнатной температуре). В
результате эффективные вероятности гетерогенной рекомбинации атомов азота
и кислорода сближаются и составляют γO ≈ γN ≈ 1.5×10-4 при температуре 600
194
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
K. Важность проведенного исследования определяется тем, что установки для
исследования и использования газоразрядной плазмы в основном выполняются
из кварца. Заметим также, что на поверхности основных теплозащитных
материалов имеется тонкая защитная пленка SiO2 [6]. Поэтому полученные
данные позволяют судить и о каталитических свойствах материалов
теплозащиты.
γΟ , γ Ν
γ
, γ
OC
NC
4e-4
4e-4
3e-4
3e-4
1
2e-4
2
2e-4
1
2
1e-4
1e-4
0
0
300
350
400
450
500
550
600
300
Рис.
2.
Температурные
зависимостивероятностей
рекомбинации атомарного кислорода 1и
азота 2при раздельном проведении
реакций
350
400
450
500
550
600
T, K
T, K
Рис.3.
Температурные
зависимостивероятностей
рекомбинации атомарного кислорода
γOC 1и азота γNC2 при совместной
рекомбинации атомов воздушной
смеси на поверхности кварца
Литература
1. И. В. Егоров, Б.Е. Жестков, В. В.Шведченко. Ученые записки ЦАГИ.
XIV (2014) 3.
2. Berkowitz J. The Structure and Chemistry of Solid Surfaces. N. Y.: J. Willy,
1969. Paper № 80.
3. Marshall T.C. J. Chem. Phys.37 (1962) 2501.
4. С.Н. Козлов, Е.Н. Александров, Б.Е. Жестков и др. Известия АН СССР,
серия химическая. (1987) № 11 2449.
5. Е.Н. Александров, Б.Е. Жестков, С.Н. Козлов. ТВТ 52 (2014) 45.
6. Б.Е. Жестков, В.С. Терентьева. Металлы. № 1 (2010) 39.
РАСЧЁТ ЭЛЕКТРОННЫХ ТРАНСПОРТНЫХ КОЭФФИЦИЕНТОВ
В ПЛАЗМЕ НЕЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ
Апфельбаум Е. М.
ОИВТ РАН, Россия, Москва 125412, Ижорская 13 стр. 2,
[email protected]
Электронные
транспортные
коэффициенты
(электропроводность,
теплопроводность и термоэдс) играют важную роль в фундаментальных и
прикладных задачах. Поэтому они измеряются и рассчитываются на
195
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
протяжении более чем ста лет [1]. Область плазмы нещелочных металлов
представляет особую сложность в этих исследованиях, так как она расположена
при температурах выше ~ 5 кК. Эксперименты в этой области фазовой
диаграммы появились в последние два десятилетия. В основном, это измерения
в процессе электровзрыва полупроводников (проволочек и фольг) (см. [2] и
ссылки в этой работе). В рамках этих измерений, однако, температура не
измеряется напрямую. Она может быть лишь оценена из данных для других
величин. Тем не менее, эти данные могут быть использованы для проверки
существующих и построению новых моделей исследуемых коэффициентов.
Одним из наиболее используемых методов для расчёта электронных
транспортных коэффициентов является так называемое приближение времени
релаксации (τ -приближение). Хотя изначально оно было обосновано в рамках
классического уравнения Больцмана для функции распределения электронов по
скоростям [3], область его применимости оказалась значительно шире, чем
разреженные газы. В частности нами была разработана модель расчёта
транспортных коэффициентов в рамках τ - приближения. Эта модель успешно
применялась к плазме благородных металлов (Au, Ag, Cu) [4] и
полупроводников (B, Si) [5]. Ниже мы представим основные соотношения этой
модели и приведём некоторые результаты для серебра и сравнение их с
данными экспериментов и другими моделями. Будем считать, что плазма
металла состоит из смеси атомов, положительных ионов и свободных
электронов. Тогда в рамках τ - приближения выражения для
электропроводности σ, теплопроводности κ и термоэдс St выглядят как:
2 | e |2 2me
1
σ =−
I 3/ 2 , St =
2 3
3π 
| e |T
2 2m
κ = 2 3e
3π  T

I 5/ 2 
µ −
,
I 3/ 2 

2
∞

I 5/ 2 ) 
(
∂f
 −I7 / 2 +
 , I n = ∫ ε nτ (ε ) 0 d ε ,

∂ε
I 3/ 2 
0

1
f0 =
exp[(ε − µ ) / k BT ] + 1
(1)
Здесь ε – энергия свободного электрона, f0– функция распределения
Ферми – Дирака, µ - химический потенциал идеального электронного газа.
Хим. потенциал связан с концентрацией электронов ne равенством [4]:
ne =
2me k BT
π
∞
x1/ 2
∫0

µ
1 + exp  x −
k BT




(2)
dx
А время релаксации τ определяется как:
τ (ε ) = ν (ε ) = ∑ ns Aestr (ε )u = τ ea−1 (ε ) + ∑τ ei−1 (ε ), ε = meu 2 / 2
−1
s
i
(3)
В (3) суммирование проводится по всем сортам тяжёлых частиц (ns их
концентрации). Aestr (ε ) – транспортные сечения рассеяния электронов на частице
сорта s(i – ионы, a – атомы). Чтобы использовать (1)-(3) необходимо знать
концентрации и транспортные сечения. Перед тем как приступить к их
описанию, заметим, что формулы (1) не учитывают рассеяния электронов на
196
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
электронах. Для того, чтобы включить этот эффект в расчёт транспортных
коэффициентов, Спицер и Харм [6] предложили ввести множитель γSp(Zi),
который учитывает рассеяние электронов на ионе с зарядом Zi|e| для полностью
ионизованной плазмы. В их классической работе этот множитель
рассчитывался из интеграла столкновений Ландау. Было показано, что
γSp(Zi)→1, если электроны становятся вырожденными (T<<TF), или если заряд
иона стремиться к бесконечности (Zi→∞). За последующие 50 лет эти
множители были модифицированы. В настоящей работе использовалось
обобщение фактора Спицера - Харма γSp(Zi), предложенное в [7]:
τ ei−1 (ε ) → γ ( Z i )τ ei−1 (ε ),
γ ( Z i ) = γ Sp ( Z i ) +
1 − γ Sp ( Z i )
 2 (3π 2 ne ) 2 / 3
, k BTF =
2me
1 + (T / TF )
(4)
Подстановка (4) в (3) и в (1) даёт нужные соотношения. Заметим, что
существуют и другие способы учёта электрон-электронных столкновений (см.
ссылки в [6]), которые, однако, сохраняют функциональную форму (4).
Определимся теперь с транспортными сечениями и составом.
Для сечения рассеяния электронов на ионах существует обобщённая
формула Резерфорда, в которой используется модифицированный кулоновский
логарифм [1, 4, 5, 7]. Для рассеяния электрона на атомах до последнего времени
не было известно точных сечений и поэтому использовались сечения,
рассчитанные на некоторых модельных парных потенциалах типа Букингема
[1]. Но в последние несколько лет появились расчёты точными квантово механическими методами (например, R-матрицы) [8, 9]. Эти расчёты
подтверждаются измерениями, которые появились именно для атомов
металлов. Поэтому в нашей модели мы использовали эти более точные сечения.
Для определения состава плазмы нами использовалась так называемая
обобщённая химическая модель. Эта модель построена на минимизации
выражения для свободной энергии по искомым концентрациям частиц.
Первоначально такой подход в плазме был применён Саха [10] для идеального
полностью ионизованного атомарного водорода. Далее этот метод был
распространён и на другие вещества, включая смеси, и обобщён путём учёта
межчастичного взаимодействия [1]. Детали нашего варианта обобщённой
химической модели представлены в [4, 5].
Перейдём теперь к некоторым результатам расчёта по нашей модели. Для
сравнения с экспериментом и расчётами по другим моделям мы рассмотрим
изохору 0.43 г/см3для серебра в области температур 10-50 кК. (Нормальная
плотность серебра 10.5 г/см3). Электропроводность и давление были измерены
именно на этой изохоре в работе [2]. На рисунке 1 представлен средний заряд
иона <Z> (степень ионизации плазмы) для этой изохоры.
197
<Z>
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2.8
2.6
2.4
2.2
2.0
1.8
1.6
1.4
1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
Ag, ρ=0.43 g/cc
present model
SQAA
TF
0
5 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60
T, кK
Рис.1. Средний заряд иона <Z> на изохоре серебра 0.43 г/см3. Кружки наш расчёт, квадраты - расчёт по модели среднего атома SQAA [2], сплошная
линия – расчёт по модели Томаса – Ферми (TF) [2].
На рисунке 2 представлена электропроводность серебра на той же
изохоре
5.0
Conductivity, 104/(Ω m)
4.5
4.0
3.5
3.0
Ag, ρ=0.43 g/cm3
Experiment
Calculation:
SQAA
present model
2.5
2.0
1.5
1.0
10
15
20
25
30
35
T, kK
Рис. 2 Электропроводность на изохоре серебра 0.43 г/см3. Эксперимент и
расчёт SQAA – данные [15], сплошная линия – наш расчёт
Из рисунка 1 видно, что предложенная нами модель хорошо согласуется с
моделью среднего атома, рассмотренной в [2]. А модель Томаса – Ферми имеет
тенденцию завышать средний заряд. Электропроводности, представленная на
втором рисунке, показывают, что наша модель находится в хорошем согласии с
экспериментом и описывает его даже лучше, чем модель среднего атома,
рассмотренная в [2].
198
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. В. К. Грязнов, И. Л. Иосилевский, Э. Е. Сон и др. Теплофизические
свойства
рабочих
сред
газофазного
ядерного
реактора.
М.:
«Энергоатомиздат», 1980.
2. J. Clerouinetal. Phys. Plasmas19 (2012) 082702.
3. Е. М. Лившиц. М., Л. П. Питаевский. Курс теоретической физики. Том
Х: Физическая Кинетика.Москва: «Наука», 1979.
4. E. M. Apfelbaum.Phys. Rev. E.84 (2011) 066403.
5. E. M. Apfelbaum. Contrib. Plasma Phys.53 (2013) 371.
6. L. Spitzer, R.Harm. Phys. Rev.89(1953) 977.
7. В. Е. Фортов и др. ЖЭТФ124 (2003) 288.
8. S. D. Toshich et. al. NIMB267 (2009) 283.
9. V. Gedeon et. al. Phys. Rev. A 85 (2011) 022711.
МЕХАНИЗМ ДИССОЦИАЦИИ N2 И КИНЕТИКА АТОМОВ N(4S) В
ПЛАЗМЕ ЧИСТОГО АЗОТА
Волынец А.В. 1, Лопаев Д.В. 2, Попов Н.А. 3
1
МГУ им. М.В. Ломоносова, Физический факультет, НИИ Ядерной
Физики им. Д.В. Скобелицина, Россия. [email protected]
2
МГУ им. М.В. Ломоносова, НИИ Ядерной Физики им. Д.В. Скобелицина,
Россия. [email protected]
3
МГУ им. М.В. Ломоносова, НИИ Ядерной Физики им. Д.В. Скобелицина,
Россия[email protected]
Известно, что в азотной плазме колоссальную роль играют реакции
ассоциативной ионизации с участием возбужденных электронных состояний
атомов и молекул. Ключевым моментом здесь является то, что молекулы азота
запасают значительное количество энергии в колебаниях благодаря процессам
(v-v) обмена. С участием промежуточных агентов, эта энергия расходуется на
возбуждение электронных состояний атомов и молекул, участвующих в
дальнейшем в процессах ассоциативной ионизации. Несмотря на большой
интерес к азотной плазме, механизм такой передачи энергии, кинетика всех
промежуточных агентов до сих пор не изучена в деталях. Метастабильные
атомы N(2P) и молекулы азота N 2 ( A3Σu+ ) являются наиболее вероятными
кандидатами на роль таких промежуточных агентов, в конечном счете,
расходующих запасенную колебательную энергию молекул N2 на ионизацию
азота [1]. Так как ионизация в результате столкновения двух метастабильных
молекул N 2 ( A3Σu+ ) невозможна, механизм ассоциативной ионизации должен
включать в себя несколько шагов с участием других частиц. Ими могут быть
атомы азота основного состояния N(4S).
199
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
В рамках данной работы сделан шаг к детальному понимаю механизма
ионизации в азотной плазме. А именно, изучена кинетика N(4S) в плазме
чистого N2 положительного столба (ПС) тлеющего разряда постоянного тока.
Рабочий диапазон давлений: 5 – 40 Торр, разрядного тока 20 – 100 мА.
Схема эксперимента показана на рис. слева. Разряд зажигался в
кварцевой трубке с боковыми MgF2 окнами для регистрации излучения из
трубки. Стенки трубки охлаждались водой. Ток, напряжение на электродах и
оптический сигнал из трубки измерялись при помощи платы сбора данных
NIDAQ, затем передавались на ПК.
Излучение из трубки собиралось объективом (1) и направлялось на
щель монохроматора (см. рис). Длина оптической базы варьировалась от
нескольких см до двух метров для проведения оптических измерений с
высоким пространственным разрешением по сечению трубки. Для измерений
на оси трубки использовался ФЭУ (2); для пространственных измерений
применялась ICCD матрица (3).
Монохро
???
Водяное
охлаждение
NI
DAQ
Приведенное поле E/N (E – напряженность электрического поля в плазме,
N – концентрация нейтралов) является ключевым параметром плазмы, от него
зависит ФРЭЭ, константы реакций и т.д. Чтобы определить E/N, необходимо
знать газовую поступательную температуру (т.к. в приближении идеального
газа P = NkBT). Газовая температура определялась спектроскопическим
методом из детального сравнения модельного и измеренного спектра излучения
второй положительной системы N2(C3Пu, v’ – B3Пg, v’’) [2]. В пакете LabVIEW
была написана программа, моделирующая различные полосы электронноколебательных переходов азота в зависимости от температуры как от
параметра. Из сравнения спектров при всех рабочих токах и давлениях с
соответствующими моделями, была определена температура газа на оси
реактора в зависимости от разрядных условий. Используя расчетную
зависимость отношения интенсивностей максимумов P- и R-ветвей от газовой
температуры, были определены радиальные профили температуры газа по
200
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
слаборазрешенному спектру свечения 2+ полосы N2 [3]. В результате были
получены значения параметра E/N на оси трубки и его радиальный профиль для
всего диапазона параметров разряда.
Абсолютные концентрации N(4S) на оси реактора были измерены двумя
независимыми методами: 1) методом актинометрии по атомам аргона [4] (5%
Ar в N2) и 2) по динамике свечения N2(C3Пu) при модуляции разряда [5].
Полученные данные позволили, во-первых, проверить применимость метода
актинометрии и величины рассчитанных в [4] актинометрических констант, а
именно отношения констант скоростей возбуждения атомов азота и аргона. Вовторых, верифицировать корректность их использования в случае того,
учитывается или нет влияние колебательного возбуждения N2 на ФРЭЭ.
Также был исследован механизм гибели (перехода в другое хим.
состояние) атомов азота в основном состоянии N(4S). Показано, что в
исследованных условиях этот процесс определяется рекомбинацией на
поверхности стенок трубки. Вероятность гибели N(4S) - γ loss определялась
экспериментально
двумя
методами:
1)
по
временному
отклику
атинометрического сигнала на модуляцию разрядного тока и 2) из радиальных
полученных
методом
профилей
степени
диссоциации
N(4S)/N2,
пространственно-разрешенной актинометрии [6]. На основе механизма EleyRideal поверхностной гибели атомов была создана феноменологическая модель
поверхностных
процессов,
показавшая
хорошее
соответствие
экспериментальным данным. В результате была получена γ loss и определена
скорость гибели атомов в зависимости от параметров разряда. Из условия
баланса скорости гибели и образования атомов азота была получена
эффективная константа скорости диссоциации молекул N2 в разрядных
eff
:
условиях kdiss
eff
kdiss
≅
γ loss
v therm
4
2 R ⋅ [ N ( S )]
,
[ N2 ]
ne
где vtherm ≅
8 k BT
- средняя тепловая скорость атомов, R – радиус трубки,
π MN
e
ne - концентрация электронов (рассчитанная из тока разряда, J = ene vdreif
),
[ N ( 4 S )]
- степень диссоциации, определявшаяся экспериментально.
[ N2 ]
Эффективная константа скорости наработки N(4S) – диссоциации N2 – в
зависимости от E/N показана на рисунке ниже. Сплошная прямая обозначает
рассчитанную константу диссоциации в результате столкновения электрона с
колебательно-невозбужденной молекулой N2 в основном электронном
состоянии.
201
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Kdiss, cm3/s
10-10
10-11
10-12
-13
10
10-14
10-15
10-16
0,8
5 Torr
10 Torr
15 Torr
20 Torr
30 Torr
40 Torr
Theory: e+N2->2e+N+2
1,2
1,6
2,0
100 / (E/N)
2,4
Как видно, диссоциация N2 в плазме чистого азота протекает с заметно
большей скоростью, особенно при малых E/N. Так при низких значениях
приведенного поля разница составляет несколько порядков! Этот факт нельзя
объяснить одной лишь трансформацией ФРЭЭ при учете колебательного
возбуждения N2. Константа скорости диссоциации, рассчитанная с
использованием такой ФРЭЭ, все равно оказывается на пару порядков меньше
измеренной. Этот факт означает, что частицы, имеющие низкий энергетический
порог к диссоциации N2 должны полностью определять наработку атомов N(4S)
в плазме. Наиболее вероятными кандидатами на роль таких частиц являются
колебательно-возбужденные молекулы N2(v) в основном электронном
состоянии, находящиеся на плато распределения Тринора. Так, например,
оценка эффективного порога диссоциации молекул N2 в плазме дает значение
2-3 эВ, что как раз соответствует плато распределения Тринора. Надо отметить
что энергия возбуждения частиц, участвующих в диссоциации азота, также
близка к энергии возбуждения молекул N 2 ( A3Σu+ ) . Известен факт интенсивного
обмена энергией между колебательно возбужденными молекулами N2(v) на
триноровском плато и молекулами N 2 ( A3Σu+ ) . Роль, которую играют данные
частицы и собственно детальный механизм самой диссоциации в азоте с
участием колебательно- и электронно- возбужденных молекул нуждаются в
дальнейшем исследовании несмотря на имеющееся большое количество
публикаций, посвященных азотной плазме.
Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ № 11-02-91063 НЦНИ-а.
ЛИТЕРАТУРА
1. Popov N A, Plasma Physics Reports, 2009. 35 № 5 p. 482-496
202
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2. H Nassar, S Pe llerin, K Musiol, O Martinie N Pellerin and J-M Cormier. J.
Phys. D: Appl. Phys. 37 (2004) 1904–1916.
3. Lan Mi, Peng Xu and Pei-Nan Wang. J. Phys D: Appl. Phys.38 (2005) 38853888
4. J Levaton, A Ricard, J Henriques, H R T Silva,and J Amorim. J. Phys. D: Appl.
Phys.39 (2006) 3285–3293
5. Coitout H., Cemogora G. and Magne L., J. Phys. III France. 1995. V. 5. P. 203217
6. D V Lopaev, E M Malykhin and S M Zyryanov, J. Phys. D: Appl. Phys.44
(2011) 015201 (12pp).
ИСПОЛЬЗОВАНИЕ МОДЕЛИ СРЕДНЕГО АТОМА ДЛЯ
ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ЦЕЗИЕВОЙ ПЛАЗМЕ
КВАЗИЗОННЫМ МЕТОДОМ
Воробьев В. С.*, Грушин А. С.**, Новиков В. Г.**
*
ОИВТ РАН, Москва, Россия, e-mail: [email protected], **Институт
прикладной математики им. М. В. Келдыша РАН
Средняя модель атома (квазизонная модель) используетсядля расчета
термодинамических функций цезия при высоких давлениях.Выбор такого
элемента, как цезий, не случаен. Это один из немногих металлов, для которых
параметры фазового перехода жидкость-пар были измерены [1].Кроме того, в
ряде исследований [2, 3] было показано, что при повышении температуры и
давления возможен еще один фазовый переход. Чтобы проверить это
предположение
был
проведен
квантово-статистический
расчет
термодинамических функций цезия методом среднего атома. При этом
обнаружено два фазовых перехода. Параметры первого соответствуют
обычному фазовому переходу жидкость-пар и хорошо согласуются с таковыми,
измеренными в [1]. При больших температурах и давлениях обнаружен второй
фазовый переход. В нем ионизованная неидеальная плазма цезия с
вырожденными электронами и со средним зарядом иона Z~1.5 скачком
переходит в более высоко ионизованное состояние с Z~3. Критические
давление, температура и плотность этого фазового перехода равны
соответственно ~ 65000 атм, ~ 6500 К и ~ 5.3 г/cм3. С понижением температуры
высоко и низко ионизованные ветви выходят на линию плавленияпри значении
плотностей 2.5 и 7.5 г/cм3. В критической точке параметр электронэлектронного взаимодействия достигает значений порядка единицы, электронионного – 3, а ион-ионного – 30.
Публикациипотемепроекта:
1. V. S. Vorob’ev, A.S.Grushin, V. G. Novikov.The phase transition in cesium
at high pressures.J. Chem Phys. (in press)
2.V. S. Vorob’ev, A.S.Grushin, V. G. Novikov.Warm dense matter, formed by
compressed nitrogen to megabar pressures, ICPIG, Granada, 14-19 Julay, 2013.
203
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. Kozhevnikov, V. F. Equation of State and Sound Speed of C esium at
Temperatures up to 2200 K and Pressures up to 60 MPa. Sov. Phys. JETP 1990, 70,
298-310.
2. Bobrov V.B., Trigger S.A., Zagorodny A.G. Metal - nonmetal transition and
the second critical point in expanded metals // EPL - Europhys. Lett. 2013. V.101. P.
16002 (1-5).
3. Хомкин А. Л., Шумихин А. С. Физика плазмы, 2013, Т. 39, № 10, с. 958.
ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МЕТАЛЛОВ ВБЛИЗИ
КРИТИЧЕСКОЙ ТОЧКИ ПЕРЕХОДА ЖИДКОСТЬ–ПАР
Хищенко К.В.
Объединенный институт высоких температур РАН, Россия,
Москва 125412, Ижорская 13, стр. 2. E-mail: [email protected]
Описание термодинамических свойств вещества в широком диапазоне
плотностей и температур требуется для моделирования процессов при
интенсивных импульсных воздействиях. Подобные процессы могут
сопровождаться фазовыми переходами и ионизацией, поэтому учет этих
эффектов необходим в моделях уравнений состояния материалов. В частности,
при некоторых режимах высокоскоростного соударения тел [1], лазерной
абляции [2] или электрического взрыва проводников под действием мощных
импульсов тока [3], траектории состояния среды на фазовой плоскости
проходят вблизи критической точки перехода жидкость–пар. Для большинства
металлов в околокритической области немаловажным оказывается вклад
электронов в термодинамику системы [4]. В настоящей работе кратко
рассматриваются
основные
современные
подходы
к
описанию
термодинамических
свойств
материалов
в
широкой
области
высокоэнергетических состояний. Представлена полуэмпирическая модель
уравнения состояния с учетом полиморфных фазовых превращений, плавления,
испарения и ионизации. Проводится сопоставление результатов расчетов
термодинамических характеристик некоторых металлов (алюминий, титан,
олово, ниобий и вольфрам) с имеющимися экспериментальными данными при
высоких давлениях и температурах. Обсуждаются различные оценки
параметров критической точки фазового перехода жидкость–пар для
рассмотренных веществ.
ЛИТЕРАТУРА
1. M.E. Povarnitsyn, K.V. Khishchenko, P.R. Levashov. Int. J. Impact
Engineering35 (2008) 1723.
2. M.E. Povarnitsyn, T.E. Itina, P.R. Levashov, K.V. Kh ishchenko. Physical
Chemistry Chemical Physics15 (2013) 3108.
204
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
3. В.С. Воробьев, С.П. Малышенко, С.И. Ткаченко. ТВТ43 (2005) 905.
4. А.А. Ликальтер. УФН170 (2000) 831.
МЕХАНИЗМ ОБРАЗОВАНИЯ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ СТРУКТУР В
ПЫЛЕВОЙ ПЛАЗМЕ
Шайхитдинов Р.З.
Башкирский государственный университет, Россия
г. Уфа, ул. Заки Валиди, 32. [email protected]
Как показывают многочисленные эксперименты (обзоры работ
приводятся в [1-3 и др.]), в плазме между одноименно заряженными
макрочастицами возникают силы притяжения, что приводит к образованию
кристаллических структур. Существование плазменно-пылевых кристаллов в
неравновесной газоразрядной плазме было предсказано Икези в 1986 г. [4], и
спустя 8 лет они впервые получены в плазме высокочастотного разряда
вблизи границы прикатодной области [5], где за счет большой разности
потенциалов возможна компенсация силы тяжести и соответственно –
удержание частиц.
Среди предложенных к настоящему времени моделейнаиболее
цитируемым является механизм гравитации Лесажа-Игнатова, возникающий
при взаимодействии двух изолированных пылинок в отсутствии других
макрочастиц и заключающийся в следующем [2]. В общем случае поток
ионов на поверхность уединенной частицы равномерно распределен по её
поверхности, вследствие чего суммарный импульс, полученный частицей со
стороны падающих ионов, равен нулю. Однако если длина свободного
пробега ионов больше среднего межчастичного расстояния, то две соседние
пылинки уменьшают поток ионов на поверхности друг друга, т.е. появляется
эффект затенения, приводящий к их взаимному притяжению. Отметим, что
подобный механизм впервые был предложен в XVIII веке швейцарским
математиком Лесажем для объяснения гравитации на основе теории эфира. В
предположении, что частицы плазмы зеркально отражаются от поверхности
Ti - концентрация и
пылинки, эта сила FL = 3π niTi r04 / 4r 2 , где ni и
температура ионов, r0 - радиус макрочастиц, r - расстояние между ними.
Притяжение может быть обусловлено также и потоком нейтральных
частиц [6], который значительно превышает поток ионов. В работе [7]
предложен “кильватерный” механизм притяжения частиц в потоке ионов при
различных его проявлениях. Он основан на модели взаимодействия пылевых
частиц, помещенных в поток ионов, движущихся со скоростью, большей
скорости ионного звука (например, в приэлектродном слое). Однако этот
механизм, требующий довольно большого электрического поля для создания
сверхзвукового ионного потока, не может объяснить возникновение пылевых
кристаллов в плазме тлеющего разряда. Но основным его недостатком, так
же, как и механизма теневого притяжения, является действенность только
205
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
для малого числа частиц, самоорганизовывающихся в двух слоях, в то время
как в экспериментах наблюдаются кристаллы, содержащие более 1000 слоев
в основном объёме плазмы.
Поскольку в макрочастицах может накапливаться достаточно большое
количество зарядов, то естественным является предположение связи силы
притяжения с поляризацией зарядов, причем, в различных ее проявлениях [8
и др.]. В [3] эффект притяжения связывался с уменьшением заряда пары
частиц при их взаимном приближении.
В данной работе предлагается новый механизм притяжения, в основе
которого лежат физические процессы в слое пространственного заряда
вокруг пылевой частицы. Простейшее количественное обоснование
механизма притяжения двух микрочастиц было рассмотрено в [9]. Как
показывают результаты многочисленных исследований, притяжение носит
коллективный характер. Учитывая это обстоятельство, механизм притяжения
обобщен для совокупности пылевых частиц.
Рассмотрим две одинаковые макрочастицы радиуса r0, находящиеся на
расстоянии r друг от друга и окруженные слоем положительного
пространственного заряда радиуса λf (рис.1). В плазме всегда имеют место
диффузия и (или) дрейф вследствие неизбежного градиента концентрации
зарядов и наличия электрического поля. Однако если в невозмущенной
плазме объемный ток равен нулю, то в слое течет “чистый” ионный ток.
Тогда области локализации этих слов можно рассматривать как элементы
объемных токов плотностью j. Таким образом, мы имеем аналог
взаимодействия двух параллельных токов.
Расчеты проведем при следующих упрощающих предположениях:
электрическое поле однородно; концентрации ионов в невозмущенной
плазме и в слое не зависят от координаты и равны друг другу; j ⊥ r.
r'1
λ
r
θ
r
r
'
θ
λ
Рис.1. Схема, поясняющая взаимодействие
двух макрочастиц
Элемент объема dV2 на расстоянии r2от центра второй макрочастицы
создает на расстоянии r1от центра первой пылинки магнитное поле
индукции
206
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
dB( r 1 ' ) =
µ 0 [j(r2 ) × (r1 ' −r2 )]
dV2 ,
3
4π
r1 '−r2
интегрируя которую можно найти в этой точке индукцию магнитного
поля, создаваемого током слоя пространственного заряда:
µ
j( r 2 )
B = 0 rot r ' ∫
dV2 .
V r ' −r
4π
1
2
1
Используя разложение дроби
по сферическим функциям,
r1 ' −r2
находим:
R π 2π ∞
l
4π µ 0 3
µ
4π j( r 2 ) r2l
j
2
r
dr
d
d
rot
Υ
θ
α
Ω
α
=
λ
B = 0 rot r ' ∫ ∫ ∫ ∑ ∑
(
,
)
2
2
2
2
2
2
lm
f
0 0 0 l = 0 m = −1
3
r1 '
4π
2l + 1 r1 'l +1
С учетом полученного выражения сила взаимодействия записывается в
виде:
4π µ 0 λ3f [j[j × r1 ' ]]
4π µ 0 λ3f
( j j)
F0 =
dV1 = −
grad r ∫
dV1 .
∫
3
V
V r − r
3
3
r1 '
1
1
в ряд по сферическим функциям, после
Также разлагая
r1 − r
интегрирования окончательно получаем компактное выражение
F0 = 4πµ 0 j 2 λ 6f / 9r 2 .
(1)
При рассмотрении только парного взаимодействия эта сила примерно на
3 порядка меньше силы теневого притяжения. Однако в присутствии
совокупности макрочастиц суммарная сила притяжения FM увеличивается
прямо пропорционально их количеству и становится одного порядка величиной
с теневой силой FL .
Пусть одну макрочастицу окружает совокупность пылинок, которые
располагаются на поверхностях сфер с общим центром и радиусами n , где
n=1, 2, 3 и т.д. Тогда число пылинок, находящихся на поверхности каждой из
4πr 2
~ r 2 . Отсюда следует, что по мере удаления от этой
сфер ni =
2
πr0
макрочастицы уменьшение силы взаимодействия компенсируется увеличением
количества притягивающихся пылевых частиц, и суммарная сила
2πµ 0 2 4
FM =
j λf n .
9
Как видно, эта сила имеет коллективный характер притяжения, т.е.
становится значительной в присутствии многих макрочастиц. Качественный
анализ показывает, что в предоставленной самой себе системе пылинки будут
стремиться к упорядоченности, выстраиваясь в цепочки, которые, в свою
очередь, будут притягиваться друг к другу. Эти цепочки будут ориентированы
вдоль силовых линий электрического поля и по эквипотенциальным
1
2
1
1
1
207
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
поверхностям. Именно такую форму имеют эти параметры электрического поля
в стратифицированном разряде, чему соответствует форма плазменно-пылевой
структуры.
Отметим, что предложенный нами механизм притяжения одновременно
объясняет такие явления, как магнитомеханический эффект, вращение
плазменно-пылевой структуры, собственные колебания и вращения пылинок
под действием магнитного поля, в то время как взаимосвязь этих явлений
авторами других работ игнорируется, и соответственно для объяснения
каждого из этих явлений предлагаются различные механизмы.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Фортов В.Е., Храпак А.Г., Храпак С.А., Молотков В.И., Петров
О.Ф. УФН.174 (2004) 495.
2.
Игнатов А.М. Физика плазмы.31 (2005), №1. 52.
3.
Цытович В.Н. ЖЭТФ. 131 (2007). В.2. 312.
4.
Ikezi H. Phys. Fluids. 29 (1986) 1764.
5.
Chu J.H. and Lin I. Physica A. 205 (1994) 183.
6.
Khodataev Y.K., Morfill E.G., Tsytovich V.N. J. Plasma Phys. 65 (2001)
257.
7.
Maiorov S.A., Vladimirov S.V., and Cramer N.F. Phys. Rev. E. 63
(2000) 017401-(1-4).
8.
O. Ishihara, N.Sato. Phys. Plasmas.12 (2005) 070075.
9.
Харрасов М.Х., Шайхитдинов Р.З. Вестник Башкирского
университета. 1 (2006) 33.
РАСЧЕТ КОНЦЕНТРАЦИИ МЕТАСТАБИЛЬНЫХ АТОМОВ В
ПЛАЗМЕ ВЧЕ-РАЗРЯДА ПОНИЖЕННОГО ДАВЛЕНИЯ
И.Ш. Абдуллин1,В.С. Желтухин1, М.Н. Шнейдер2,В.Ю. Чебакова3
1
КНИТУ(КХТИ), Россия,420015, г. Казань, ул. К. Маркса,
[email protected], [email protected]
2
Принстонский университет, (Princeton University, USA), США, 19 B
Everet Court, Princeton, NJ USA 08540, [email protected]
3
КФУ, Россия, 420008, Казань, ул.Кремлевская, 18, [email protected]
Высокочастотная емкостная плазма пониженного давления нашла
широкое для модификации натуральных полимерных материалов, таких, как
кожа, ткани, мех [1, 2]. В настоящие время разрабатываются плазмотроны с
большими размерами электродов (~0,5х1,4 м2) и большим межэлектродном
расстоянием (~0,2-0,3 м). Отличительной особенностью обработки в таких
плазмотронах является большие размеры образцов (~1 м2) и партионность, т.е.
обработка одновременно нескольких образцов (партии). В настоящее подробно
исследованы ВЧЕ-разряды при средних и низких давлениях и межэлектродных
расстояниях d = 0,01-0,1 м [3, 4]. Однако при больших межэлектродных
208
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
расстояниях ВЧЕ-разряды мало изучены. В статье [5] показано, что
существенными факторами при больших межэлектродных расстояниях
являются наличие метастабильных атомов и потери энергии на нагрев газа.
В связи с этим при построении математической модели предполагается,
что плазма состоит из частиц четырех сортов: нейтральные атомы в основном
состоянии, возбужденные атомы (метастабили), электроны и положительные
однозарядные ионы. Массы атомов, ионов и метастабилей в одноатомном газе
практически совпадают, при их столкновениях не происходит преобразования
кинетической энергии во вращательную или колебательную, поэтому можно
считать, что температура ионов совпадает с температурой атомов в основном
состоянии. Оценки элементарных процессов в плазме ВЧ-разрядов
пониженного давления показывают, что для описания процессов в ВЧ-разряде
возможно использовать приближение сплошной среды [1,6].
Построенная математическая модель включает в себя:
Уравнения Пуассона для потенциала электрического поля:
, при
,
,
с граничными условиями
соответствует
где – расстояние между электродами, координата
заземленному электроду,
– нагруженному,
– концентрация
– заряд
электронов и положительно заряженных ионов соответственно,
электрона,
– электрическая постоянная, ω – круговая частота
электромагнитного поля, – амплитуда колебания напряжения;
2. Уравнение конвекции – диффузии для электронного газа:
, при
с граничными условиями
, если поле направлено от электрода,
и
, если поле направлено в электрод.
Здесь
– плотность потока электронов, –
– напряженность электрического поля,
подвижность электронов,
– плотность потока ионов, –подвижность ионов,
– эффективный коэффициент рекомбинации (фоторекомбинация + тройная
ударно-радиационная), – частота ионизации [7], – коэффициент вторичный
– концентрация метастабилий,
– константы процессов
эмиссии,
ступенчатой и пеннинговой ионизации;
3. Уравнение конвекции – диффузии для ионного газа
, при
с граничными условиями при
, если поле направлено в
, если поле направлено от электрода;
электрод и
4. Уравнение баланса метастабильных атомов
, при
209
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
на обоих электродах.
с граничными условиями
Здесь
– диффузия метастабильных атомов, – концентрация атомов
– константы скорости реакций
в основном состоянии,
*
*
возбуждения: Ar+e→Ar +e(3); и тушения Ar +Ar→2Ar(4), Ar*+2Ar→Ar2+Ar (5),
Ar*→Ar+hv (6),Ar*+e→Arr+e (7) метастабильных состояний.
5. Уравнение электронной теплопроводности
, при
с температурой на границах, равной температуре электродов.
Здесь – потенциал ионизации, – энергия возбуждения первого уровня,
– энергия перехода из метастабильного в резонансное,
– электронная
– коэффициент электронной теплопроводности,
– постоянная
скорость,
Больцмана,
– эффективная частота столкновений электронов с атомами и
,
– масса электрона,
– масса иона аргона.
ионами в аргоне,
6.
Уравнение теплопроводности атомно-ионного газа
, при
с температурой на границах равной температуре электродов.
– коэффициент теплопроводности атомноЗдесь – ионный ток,
ионного газа.
Основные зависимости для входящих в модель коэффициентов
представлены в [8]. В качестве начальных условий для начально-краевых задач
выбирались постоянные значения.
Результаты тестовых расчетов ВЧЕ-разряда в плазмотроне с
межэлектродным расстоянием 22 мм, при давлении 13,3 Па, амплитуде
приложенного напряжения 25 В изложены в работе [11]. Результаты тестовых
расчетов ВЧЕ-разряда в плазмотроне с межэлектродным расстоянием 25.4 мм,
при давлении 133 Па, амплитуде приложенного напряжения 100 В показали,
что концентрация метастабильных атомов достигает 3,155·1017 м-3, температура
электронов в области квазинейтральной плазмы достигает значение 2,27 эВ,
концентрация заряженных частиц в амбиполярной области составляет
2,106·1016 м-3, что согласуется с расчетными данными авторов [8].
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проекты 12-0100955, 14-01-00755) 12-01-00955 и Минобрнауки РФ (базовая часть госзадания,
проект от 01.02.2014 г. № 2196).
ЛИТЕРАТУРА
1. Абдуллин И.Ш., Желтухин В.С., Кашапов Н.Ф. Высокочастотная
плазменно-струйная обработка материалов при пониженных давлениях.
Теория и практика применения.- Казань: Изд-во Казанского ун-та, 2000.- 348 с.
2. Абдуллин И.Ш., Кудинов В.В., Шаехов М.Ф. Материаловедение. – 2004. –
№ 6(87). – С. 52–56.
210
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
3.Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н., Яценко Н.А.Высокочастотный емкостный
разряд: Физика. Техника эксперимента. Приложения. - М: Изд-во МФТИ, 1995.
– 320 с.
4. DimitrisP. LymberopoulosandDemetreJ. Economou. J. Appl. Phys. – 1993. – V.
73, № 8 (15 April 1993). – P. 3668–3679.
5.Абдуллин И.Ш., Желтухин В.С., Чебакова В.Ю., Шнейдер М.Н. Ученые
записки Казанского университета. Серия физико-математические науки. 2013. - Т. 155, Кн. 2. - С. 127-134.
6. Митчнер М., Кругер Ч. Частично-ионизованные газы. – М.: Мир,1976. –
496 c.
7.Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н. Теплофизика высоких температур.-1991Т.29, Вып. 6.-С.1041-1052.
8.Абдуллин И.Ш., Желтухин В.С., Чебакова В.Ю., Шнейдер М.Н. Вестник
Казанского технологического университета. - 2013. - Т. 16, № 22. - С. 334-338.
СООТВЕТСТВУЮЩИЕ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫМ ЗАКОНАМ
ФИЗИКИ СВЯЗЬ СКОРОСТИ ДРЕЙФА ЭЛЕКТРОНОВ С ФУНКЦИЕЙ
РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИХ СКОРОСТЕЙ И АНИЗОТРОПИЯ ЭТОЙ
ФУНКЦИИ ДЛЯ ГОРЯЧИХ ЭЛЕКТРОНОВ
Бориев И.А.
Филиал Института энергетических проблем химической физики им. В.Л.
Тальрозе Российской академии наук (ФИНЭПХФ РАН), Российская Федерация,
142432, Московская область, г.Черноголовка, Институтский пр-т 1/10.
E-mail: [email protected]
Введение
Недавно нами на основе фундаментальных законов сохранения импульса
и энергии развито статистически корректное описание скорости дрейфаVd и
энергии разогрева ε электронов в веществе (плазме) под действием силы
электрического поля E [1,2]. Впервые полно учтена физика этих процессов: 1)
импульс переноса электронов PE=mVd (m-масса электрона) и 2) эффективный
импульс Pd=mdVd (md-эффективная масса), обусловленный переносом частиц
вещества при передаче им части импульса PE. Установлено, что при описании
Vd более 100 лет общепринято используются два допущения, которые кажутся
очевидными, но этим законам не соответствуют.
Во-первых, неверно полагать, что время релаксации τр импульса PE равно
времени свободного пробега электронов τ, что принято обосновывать
изотропией их упругого рассеяния на частицах вещества, чья масса M>>m [3,4].
Но именно эта изотропия при учете для PE закона сохранения дает, что τр
значительно превышает τ: в Z=τр/τ=16÷4 раз ( Z уменьшается с ростом ε) [4].
Т.к.Vd~τр, то допущениеτр=τ для тепловых электронов дает недооценку Vd в
16 раз, что объясняет т.н. аномальный (неожиданно быстрый относительно
расчетаVdпри τр=τ) перенос электронов в токамаках и при известной диффузии
Бома (кстати, Д. Бом получил поправочный коэффициент именно 16) [5].
211
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Во-вторых, неверно полагать, что Vd равна интегральной свертке vE
скоростей электронов на направление их переноса по функции распределения
их скоростей f[3]. Допущение, что Vd=vE, породило мнение о малой
анизотропии f даже для сильно разогреваемых полем (горячих) электронов, т.к.
для них Vd, азначити vE (анизотропия f), обычно меньше их тепловой
(изотропной) скорости. Но это мнение ошибочно, т.к. учетимпульса
Pd=mdVdдает, что Vd<<vE. И тогда для горячих электронов анизотропия f будет
значительна,т.к. для них vE уже больше их тепловой скорости, А это значит, что
несостоятельно парадоксальное (противоречащие эргодичности) представление
об убегании (неограниченном разогреве) некоторой части дрейфующих в
постоянном поле электронов, т.к. оно возможно (теоретически) при очень
малой анизотропии f [6].
Эти два допущения, не проверенные ранее ни теоретически, ни
экспериментально, и привели к таким аномалиям и парадоксу, а также не
позволяли объяснить характерные экспериментальные данные для Vd(E) в
плотных инертных газах [7,8,9].
В сообщении показано, что дрейф электронов всегда описывается
эффективной массойmd, которая следует из закона дисперсии, определяемого
механизмом рассеяния электронов в веществе: так md=M/Z при их упругом
рассеянии на M>>m. Учет md дает правильную связь Vd с f, а именно
Vd=(m/md)1/2vE, т.е. vE (анизотропия f) в (md/m)1/2 раз больше Vd. Кроме того,
учет Z и md впервые позволяет полно описать эксперимент для Vd(E) [8,9], а
также значительную анизотропию f для горячих электронов.
Статистически корректный подход к описанию Vd(E)и ε(E)
Подход развит на примере дрейфа и разогрева ансамбля
невзаимодействующих электронов под действиемпостоянногополя E в
газообразной среде упруго (и изотропно) рассеивающих атомов (массой M) при
ее постоянной температуре Т [1,2]. Так как искомые величины Vd(E)и ε(E)
являются средними по ансамблю дрейфующих электронов, то их расчет
возможен на основе известных из статистической физики уравнений
динамического баланса, которые выражают законы сохранения Vd(E)и ε(E) при
учете скоростей их роста (dPE+/dt, dε+/dt) и релаксации (dPE-/dt, dε-/dt).
При стационарном переносе уравнение динамического баланса для PE
имеет вид:
(1) dPE/dt=dPE+/dt–dPE-/dt=eE–PE/τp=eE–mVd/τp=eE–mVd/Zτ=0.
Т.к. τ=λ/mvt, где λ-длина свободного пробега электрона, а vt=(2εt/m)1/2- его
средняя скорость, определяемая полной средней энергией электрона εt=ε+εT,
где εT=3kT/2 –тепловаяэнергия электрона, то из (1) находим:
(2) Vd=eEτp/m=eEZτ/m=eEZλ/mvt=eEZλ/(2mεt)1/.2, при ε<εT это дает закон
Ома.
Стационарное уравнение динамического баланса для ε=εt–εT имеет вид:
(3) dε/dt=dε+/dt–dε-/dt=eEVd–Δε/τ=0, где, как известно [3,6], в такой среде
за время τ потеря энергии электронов составляет Δε=2εm/M.
212
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Из уравнений баланса (1) и (3) следует так называемое дисперсионное
соотношение:
(4) ε=MVd2/2Z,
которое связывает среднюю энергию разогрева электрона с энергией
переноса со скоростью Vd некоей эффективной массы md, т.е. с эффективным
импульсом Pd=mdVd. Тот, что для описания скорости дрейфа электронов в
веществе, где они движутся не свободно, необходимо использовать не m, аmd,
известно из физики твердого тела [6].
Из дисперсионного соотношения величина md стандартно определяется
как вторая производная энергии силового разогрева εпо эффективному
импульсу Pd=mdVd, т.е. md=(∂2ε/∂Pd2)-1. Тогда из (4) следует, что md=M/Z. Таким
образом, под действием силы поля формируется не только импульс PE=mVd,
который соответствует электрическому току, но и гораздо больший
эффективный импульс Pd=mdVd=VdM/Z. Этот импульс обусловлен
направленным переносом атомов за счет передачи им части импульса PE при
рассеянии на них дрейфующих электронов. Формирование эффективного
импульса переноса Pd, время релаксациикоторого составляет τd=τM/m, в
газообразных средах (в том числе, в плазме) ранее не рассматривалось. Так как
средняя скорость электрона v за счет энергии его силового разогрева ε
определяется соотношением ε=mv2/2, то это с учетом ε=MVd2/2Z дает важную
связь v с Vd:
(5) Vd=v(Zm/M)1/2.
Корректная связь Vdсf и анизотропия f для горячих электронов
Как можно показать при учете законов сохранения для импульса Pd=mdVd
и энергии разогрева электронов ε, стационарный перенос (и разогрев)
электронов в среде атомов под действием постоянного и однородного поля
с
Eпорождает
эллипсоидальную
поверхность
импульсов
Pd=mdVd
эксцентриситетом 0,5 [1]. У этой поверхности пространственное (угловое)
распределениеимпульсов Pd=mdVd таково:
(6) Pd(θ)=mdVd(θ)=3mdVd/2(2-cosθ),
где θ - угол между Pd(θ)=mdVd(θ) и направлением силового переноса
электронов. Т.к. величина md=M/Z постоянна при постоянном E (с ростомEпо
мере силового разогрева электронов Z уменьшается от 16 до 4 [4]), то такое же
эллипсоидальное распределение имеет Vd(θ), а также, согласно (5), и средняя
скорость электронов v(θ) за счет их разогрева [2]. Для эллипсоидальной
поверхности с эксцентриситетом 0,5 средние значения Pd(θ),Vd(θ) и v(θ) равны
их интегральным сверткам на направление переноса, а их значения в
направлении переноса в 3 раза больше, чем в обратном. В частности, отсюда
следует, что v равно величине vE. Тогда (5) дает искомую связь Vd сvE[10]:
(7) Vd=vE (Zm/M)1/2 .
Формально(7) - это связь Vd синтегральной сверткой vE средних
скоростей электронов v(θ), т.е. с функцией распределения скоростейэлектронов
только за счет их силового разогрева. Но т. к. интегральный вклад в Vd (и в vE)
213
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
тепловых (изотропных) скоростей электронов равен нулю, то (7) выражает
связь Vd и с полной функцией распределения скоростей горячих электронов f,
содержащей и их тепловые скорости.
При сильном разогреве электронов (ε>>εT), когда их тепловыми
скоростями можно пренебречь, средняя скорость электронов естьv(θ), а
согласно (6) v(θ) в направлении переноса в 3 раза больше, чем в обратном. Т.о.,
для горячих электронов анизотропия f значительна, а не очень мала, как это
принято считать, полагая Vd=vE. Поэтому при расчете Vd для горячих
электронов (на основе f)неверно оставлять в разложении f по полиномам
Лежандра лишь первый член, считающийся уже очень малым [3].
Нахождение функции распределения wθ(v) абсолютных скоростей (v) для
горячих электронов (в направлении θ) возможно на основе формулы для
равновесного изотропного (максвелловского) распределения значений v. Эта
формула содержит параметр kT, определяемый средней тепловой энергией
частиц εT=3kT/2. При стационарном (динамически равновесном) переносе
электронов их анизотропная средняя энергия силового разогрева ε(θ)=3kTε(θ)/2
определяет их температуру Tε(θ)в направлении θ за счет их разогрева. Тогда
логично что,формула для wθ(v) должна содержать вместо kT параметр
kTε(θ)=3MVd2/4Z(2-cosθ)2=3MZ(eEτ)2/4m2(2-cosθ)2, согласно (2), (4) и (6). Для
учета в wθ(v) и тепловой энергии электронов нужно к kTε(θ) добавить kT. Ясно,
что при E=0 такая формула для wθ(v) есть максвелловское (не зависящее от
θ)распределениеv, а при ε>>εTона даст значительное увеличение доли горячих
электронов в направлении переноса.
Основные выводы
1. Статистически корректное описание скорости дрейфаVd и энергии
разогрева ε электронов в веществе (плазме) под действием силы электрического
поля впервые выявляет реальную физику этих процессов. А именно,
формирование наряду с импульсом переноса электронов PE=mVd и
эффективного импульса Pd=mdVd, обусловленного переносом (с некоторой
эффективной массой md) частиц вещества из-за передачи им части импульса PE
от рассеиваемых дрейфующих электронов.
2. Применение законов сохранения к импульсам PE, Pd и к энергии
разогрева εдает соответствующие этим законам числовую связь времен
Z=τр/τ=16÷4, а также связь Vd с f: Vd=vE (m/md)1/2, что исправляет
общепринятые неверные допущения для этих связей, приведшие к указным
аномалиям и парадоксу.
3. Полученные результаты, нужные для расчета правильных значений Vd,
длин пробега электронов в веществе и их концентрации из электронной
проводимости [4], позволяют устранить эти аномалии и парадокс, а также
впервые полно объяснить наблюдаемые характерные эффекты для Vd в таких
простых средах как плотные инертные газы [8,9], что подтверждает
правильность этих результатов.
214
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЛИТЕРАТУРА
1. И.А. Бориев «Статистическое обоснование теории силового переноса
(дрейфа) и разогрева электронов под действием электрического поля в
больцмановском газе атомов», Буклет Научного Совета РАН по проблеме
Физика
низкотемпературной
плазмы
(2005).
С.116-121.
(http://ihed.ras.ru/council/booklets/2005/F_IEPHF.htm).
2. И.А. Бориев «Некоторые фундаментальные свойства переноса и
разогрева электронов в веществе под действием электрического поля:
результаты статистически строгой теории и их подтверждение известными
экспериментальными данными», Известия Академии Наук, сер. Энергетика
(2007) В.5, С.106-114.
3. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Т.X: Физическая кинетика. М: Физматлит,
2001. 536с.
4. И.А. Бориев «Количественная связь времени релаксации импульса
переноса электронов в веществе под действием силы электрического поля со
временем их свободного пробега», Известия Академии Наук, сер. Энергетика
(2012) В.3, С.105-112.
5. С.С. Моисеев, Р.З. Сагдеев. «О коэффициенте диффузии Бома» ЖЭТФ
44 (1963) 763.
6. Ф.Г. Басс, Ю.Г. Гуревич. Горячие электроны и сильные
электромагнитные поля в плазме полупроводников и газового разряда, М.:
Наука, 1975.
7. Е.М. Гущин, А.А. Круглов, И.М. Ободовский «Динамика электронов в
конденсированных аргоне и ксеноне» ЖЭТФ. 82 (1982) С.1114-1125.
8. И.А. Бориев «Объяснение наблюдаемого в конденсированных
инертных газах эффекта насыщения дрейфовой скорости избыточных
электронов в пределе сильного электрического поля» Химическая физика.22
(2003) В.4. С.80-87.
9. И.А. Бориев «О причинах увеличения дрейфовой скорости
квазисвободных электронов в жидких инертных газах при введении малых
количеств молекулярных примесей» Химическая физика. 22 (2003) В.5. С.103110.
10. И.А. Бориев "Корректная связь скорости дрейфа электронов с
функцией распределения их скоростей согласно фундаментальным законам
физики", XXXIX Международная (Звенигородская) конференция по физике
плазмы
и
УТС,
6-10
февраля
2012
г.,
Тезисы
доклада
(http://www.fpl.gpi.ru/Zvenigorod/XXXIX/Lt/ru/GA-Boriev.doc).
215
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
МОДЕЛЬ ВЫСОКОЧАСТОТНОГО ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА С
ЖИДКИМ ЭЛЕКТРОДОМ.
1
Ал.Ф.Гайсин , В.С. Желтухин2, В.Ю.Чебакова3, Д.Н. Мирханов1
КНИТУ(КАИ), Россия, 420015, Казань, ул. К. Маркса, 68,[email protected] ,
[email protected]
КНИТУ, Россия, 420015, Казань, ул. К. Маркса, 68,E-mail:
[email protected]
К(П)ФУ, Россия, 420008, Казань, ул.Кремлевская,18, E-mail:
[email protected]
Несмотря на большие возможности использования разряда между
жидким и твердым электродами, физические процессы, протекающие в таких
разрядах, мало изучены. В работе построена модель для исследования ВЧЕразряда в аргоне между круглыми плоскопараллельными электродами, один из
которых (заземленный) погружен в воду. При построении математической
модели расстояние между электродами полагается равным , глубина
электролита . Соответственно, координата
соответствует заземленному
– нагруженному,
соответствует границе раздела двух
электроду,
сред: жидкости и газа.
При
модель включает в себя следующие уравнения для
аргона:
Уравнение конвекции – диффузии для электронного газа:
с граничными условиями при
– подвижности электронов и ионов,
– коэффициенты
Здесь
диффузии электронов и ионов [1],
– концентрации электронов и
– эффективный коэффициент
положительно заряженных ионов,
рекомбинации,
– частота ионизации, определяемая таунсендовской
коэффициент
вторичный
эмиссии,
зависимостью
[2],
плотность потока электронов,
плотность потока ионов,
– напряженность электрического поля,
–
концентрация метастабилий,
коэффициенты процессов ступенчатой и
пеннинговой ионизации.
Уравнение конвекции – диффузии для ионного газа:
с граничными условиями при
216
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Уравнение баланса метастабильных атомов:
,
при
.
с граничным условием
Здесь
– коэффициент диффузии метастабилий [3], – концентрация
– константы скорости реакций
атомов в основном состоянии,
*
*
возбуждения: Ar+e→Ar +e(3); и тушения Ar +Ar→2Ar(4), Ar*+2Ar→Ar2+Ar (5),
Ar*→Ar+hv (6),Ar*+e→Arr+e (7) метастабильных состояний, их значения
заданы в [4].
Уравнение баланса для нейтральных атомов:
при
.
с граничным условием
Здесь
– коэффициент диффузии нейтральных атомов, – постоянная
Больцмана, – температура электрода, – давление.
Уравнения Пуассона для потенциала электрического поля
с граничными условиями
при
.
и
при
Здесь – удельная электропроводность воды, – плотность тока на
заземленном электроде, е – заряд электрона, – электрическая постоянная, ω –
круговая частота электромагнитного поля,
– амплитуда колебания
напряжения;
) нами рассматриваются следующие
На границе раздела вода – газ (
плазмохимические процессы, преобладание которых зависит от направления
поля. Если поле направлено в электрод, то на поверхности воды преобладают
процессы
диссоциации
молекул
воды:
e+H2O+(3,2эВ)→H+OH―
(8),e+H2O+(3,6эВ)→H2+O―(9),
e+H2O+(4,25эВ)→OH+H―(10).
Продукты
диссоциации
вступают
в
следующие
реакции
между
собой
―
―
―
OH +H→H2O+e(12),
H +H→H2+e(13),
OH +O→H2O+e(11),
―
H +e→H+2e(14), 2OH+H2→2H2O+2e(15). В этой фазе идет накопление
отрицательного заряда O―, который частично гасится при смене направления
поля (от электрода) в следующих процессах: O―+Ar+→O+Ar* ,
O―+Ar++Ar→O+2Ar и O―+O↔O2+e(16).
В связи с этим при
ставятся следующие граничные условия:
217
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
,
,
а также рассматриваются задачи Коши с нулевыми начальными
условиями для следующих кинетических уравнений плазмохимических
реакций:
,
,
,
,
,
,
.
Константы, характеризующие указанные процессы, взяты из [5, 6] и
экспериментальных данных.
Построенная математическая модель ВЧЕ – разряда с жидким электродом
позволяет оценить основные характеристики аргона в промежутке между водой
и нагруженным электродом.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проекты 12-0100955, 14-01-00755) и Минобрнауки РФ (базовая часть госзадания, проект от
01.02.2014 г. № 2196)
Литература
1.
Dimitris P. Lymberopoulos and Demetre J. Economou. J. Appl.
Phys.1993.V. 73, № 8 (15 April 1993)., P/3668-3679
2.
Ткачев А.Н., Феденев А.А., Яковленко С.И.Журнал технической
физики. – 2007. – Т. 77,Вып. 6. – С. 22–27.
3.
Смирнов Б.М.. Возбужденные атомы. - М.: Энергоиздат, 1982. 232 с.
4.
Абдуллин И.Ш., Желтухин В.С., Чебакова В.Ю., Шнейдер М.Н.
Ученые записки Казанского университета. Серия физико-математические
науки. - 2013. - Т. 155, Кн. 2. - С. 127-134
5.
Райзер Ю.П. Физика газового разряда. – М.: Наука, 1987. - 592 c.
6.
А.М. Орлов, И.О. Явтушенко, Д.С. Боднарский. Журнал
технической физики. – 2013. – Т. 83,Вып. 3. – С. 54–60.
218
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
NON-STATIONARY ELECTRON DEGRADATION IN ARGON
V.P. Konovalov, E.E. Son
Moscow Institute of Physics and Technology, Russia
9, Institutsky per., Dolgoprudny, Moscow Region, 141700
[email protected]
The problem of electron degradation spectrum, i.e. electron energy
distribution within gaseous medium under external ionization, arises in various
applications of low temperature plasma produced by electron beams, impulse lasers,
X-rays, etc. An external source generates some primary electrons of high energy in
gas, next these primary electron spend their energy in numerous collisions with gas
molecules and give rise to secondary electrons as well. The essential feature of such a
non-equilibrium plasma is its rather high degree of ga s excitation and ionization
occurring at low gas temperature, thus there are proper conditions for plasmachemical reactions to be effected.
In an isotropic weakly ionized gas the Boltzmann kinetic equation for the
electron energy distribution function f(ε,t) represents a complex non-stationary
integral-differential-difference equation of the following form [1]
∂f
= Stm f +
∂t
ρ
∞
∑k Stk f + ∑i Sti f + s − a
( r ,v , j )
∫0 fε,t( ρ) ε( dε)
=n(t)
, ρ ( ε ) = ε1/2
The electron energy distribution function f(ε,t) depends on electron kinetic
energy ε and time t. Here St f are the electron-molecule collision integrals: elastic
(m), inelastic excitation (k) and ionization (i); n is the electron concentration, s
denotes a pri mary source of electrons and a stands for the extinction of fre e
electrons because of their possible recombination and attachment. The excitations of
rotational (r), vibrational (v), and electronic (j) molecular levels are taken into
consideration separately; the sum of i onization integrals includes various ion states.
The electron-electron and electron-ion collisions can be neglected in weakly ionized
gas.
All the collision integrals can be expressed in terms of the appropriate
electron-molecule collision frequencies ν(ε)= Nv(ε)σ(ε), Nisthe density of particles
an electron to impact with; m, v(ε)= (2/m)1/2ε1/2 are the electron mass and velocity;
σ(ε) is the cross section of the elementary electron impact process
Stk fε = εf ,t( +ρ εk )ε (ν + ε k ) ε k ( +f kε,t
) − ρ (ε ν) ε(
∝
Sti fε =,t∫ ρf (ε p ν) ε( p, )
0
ii
( ε,εminε(
p
)
) k( )
,
εp −dεi − )f ε,tp −ρ ε( ν ) ε (
νk (ε ) = N v (ε )σ k (ε ) ,
) i( )
νii ( ε p ,εs ) = N v ( ε p ) σii ( ε p ,εs ) , νi ( ε ) = N v ( ε ) σi ( ε ) , σ i (ε p ) =
,
(ε p − εi ) 2
∫ σ (ε
ii
0
p
,ε s )dε s ,
εk , σk are the threshold and cross-section of k-process of inelastic excitation;
219
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
εi , σi are the ionization potential and ionization cross-section by e lectron
impact;
σii(εp, εs) is the differential ionization cross-section; εp, εs are the energies of
primary and s econdary electrons respectively, with the secondary electron being
considered that of lesser energy, ε p ≥ εi + 2εs .
A novel computer code have been developed so that to produce numerical
solution of the kinetic equation for electron degradation spectrum in the wide range
of electron energies (10-1–104 eV) for any gaseous mixture and for any primary
electron source s(ε,t) of arbitrary shape of both energy ε and time t.
Low temperature non-equilibrium plasma produced in argon by e xternal
ionization was experimentally examined for its prospective technological applications
[2].
The numerical calculations of electron degradation spectrum in argon are being
implemented in present research. Rates of multiple electron processes depend on the
gas composition and cross sections of electron-molecule collisions. The cross
sections for required elementary processes of electron collisions with atoms Ar have
been selected with reference to monograph [3]. Six groups of i nelastic electronic
excitation of a rgon atom by a n electron impact are taken into account separately –
(4s), (4p), (3d), (5s), (5p), (Rydberg levels) – with their averaged threshold energies
to be 11.8, 13.7, 14.1, 14.3, 14.5, 15.2 eV, respectively. The ionization potential of
argon atom is equal to 15.6 eV. The basic calculations of e lectron degradation in
argon have been performed for gas at normal conditions with the pressure 1 a tm,
concentration of atoms 2.53 1019 cm-3, and gas temperature 290 K.
Fig. 1. Temporal evolution of electron degradation spectrum in argon.
220
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Fig. 1 illustrates the temporal evolution of electron degradation spectrum in
argon under the steady Gaussian primary electron source with its peak energy 100
eV. The electron degradation spectrum in gas is being established beginning with the
high energy range, subsequently the electron distribution settles at the low energy
range. In atomic gas, by contrast with molecular gases, there appears a wide underthreshold interval of electron energies where no i nelastic electron-atom interaction
exists.
The electron distribution function f(ε,t) determines the power pk contributed by
electrons into every k-process of excitation or ionization of molecules
∞
1/2
pk = (ε2/mf) ε tk ∫εσ ( ε, )dε
εk
k
( )
,
m is the electron mass; εk , σk are the threshold and cross section of k-process.
The general percentage of electron power over electron-atom interactions in
argon produced by the calculated electron degradation spectrum is presented in Table
1.
Table 1. Electron-atom interaction yields in argon.
time, s
ionization, %
excitation, %
elastic, %
10 -12
73.3
26.7
0.0
10 -11
63.9
36.1
0.0
10 -10
60.9
38.8
0.3
10 -9
58.8
39.0
2.2
The action of an energetic electron on matter is of fundamental importance in
radiation physics and chemistry, and the electron energy distribution function
(electron degradation spectrum) determines all the rates of elementary electron
processes. It is the practice to express the efficiency of gas ionization by the energy
priceof electron-ion pair (electron-volts per ion pair), W-value, it being constant for
external source energies above a few hundred electron-volts. The calculated W-value
in argon proves to be rather close to its experimental value 26.4 eV, thus attesting to
the computations of electron degradation spectrum.
REFERENCES
1. N.L . Aleksandrov, V.P. Konovalov, E.E. Son. Transfer phenomena for
charged
particles
in
weakly
ionized
gas.
In:
EncyclopaediaforLowTemperaturePlasma.Vol. 1.Moscow, Nauka, 2000 (inRussian).
2. S.H. Seo, J.H. In, H.Y. Chang. J.Appl.Phys.98 (2005) 083302.
3. G.G. Raju. Gaseous Electronics: Theory and Practice. New York: Taylor &
Francis Group, 2006.
221
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ИССЛЕДОВАНИЕ ФУНКЦИИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ИОНОВ В
ПРИКАТОДНОЙ ОБЛАСТИ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА В СКРЕЩЁННЫХ
ПОЛЯХ В ГЕЛИИ
Прохорова Е.И., Матвеев А.И, Платонов А.А.
Петрозаводский государственный университет, Россия,
185910, Республика Карелия, г. Петрозаводск, пр. Ленина, 33
[email protected]
Большинство основных характеристик разрядов тока определяется
процессами, происходящими в приэлектродных областях, в первую очередь, в
прикатодной области. На нее приходится обычно основная часть разрядного
напряжения. Здесь же наблюдаются максимальные потоки заряженных и
нейтральных активных частиц, поступающих из плазмы на поверхность катода,
следовательно, происходит наиболее интенсивная обработка поверхности.
Поэтому исследование прикатодной области тлеющего разряда особо важно
для промышленности, связанной с получением различных тонких покрытий.
Особый интерес представляют ионные потоки на катод, так как они в основном
обуславливают процессы на его поверхности, а также распределение
потенциала в прикатодной области [1].
Для изучения физических процессов в прикатодной области тлеющего
разряда была изготовлена разрядная трубка, схема которой приведена на рис. 1.
Макет располагался на оси соленоида, создающего магнитное поле,
скрещенное с электрическим полем разряда. Внешний электрод служил
катодом [2].
Рис. 1 Макет для исследования катодной области разряда: 1 - стеклянный
баллон; 2 - разрядный промежуток; 3 - откачка; 4 - внешний электрод; 5 внутренний электрод; 6 - плоский анализатор (коллектор); 7 - боковые торцы
(соединены с центральным электродом); 8 - источник тока
222
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Снималась зависимость тока на коллектор от напряжения между
коллектором и катодом (ВАХ). Измерения проводились в гелии при давлениях
0,2–0,58 Торр, токах 15–25 мА и магнитных полях 15–30 мТл.
На рисунке 2 приведены типичные коллекторные вольтамперные
характеристики, полученные при различных разрядных токах.
Рис. 2 Коллекторные вольт-амперные характеристики
Во всех случаях напряжение запирания (ток на коллектор равен нулю)
значительно меньше общего напряжения на трубке, которое в первом
приближении можно принять за величину катодного падения. Это означает, что
ион на пути из плазменной части разряда к катоду испытывает многочисленные
столкновения. Это подтверждается оценкой длины свободного пробега ионов,
которая меньше размеров области катодного падения. Отсутствие зависимости
U запирания от тока означает, что структура катодного слоя не зависит от тока.
Напряжение запирания существенно зависит от давления и магнитного поля,
т.к. они влияют на эффективную длину свободного пробега иона.
Для определения функции распределения ионов по энергиям (ФРИЭ) у
катода из экспериментальных данных использовалось выражение для
плотности ионного потока на поверхность катода:
∞
I c ( x = 0, ε ) = ∫ f (ε ) ⋅ υ ⋅ e ⋅ S c dε
(1)
ε
∞
dε
–функции распределения, n + = ∫ f (ε ) ⋅ dε –
где ε – энергия ионов, f (ε ) =
0
dn +
общая концентрация ионов, υ =
2ε
- направленная скорость ионов,
M
M – масса
иона гелия, е – заряд электрона, S c – эффективная площадь отверстия в катоде
Дифференцируя формулу (1) получим:
223
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
dI c
= − f (ε ) ⋅ υ ⋅ S с .
dε
вид:
(2)
Тогда выражение для расчета ФРИЭ из экспериментальных данных имеет
f (ε ) = −
dI
1
⋅ c
υ ⋅ e ⋅ S с dε
(3).
Выражение для ФРИЭ также можно получить исходя из рассмотрения
плотности дифференциального потока ионов Φ (ε , x) :
Φ (ε , x = 0)dε = υ ⋅ f (ε )dε .
(4)
Тепловой скоростью пренебрежем, так как ее величина на 3 порядка
меньше направленной.
Считая, что основным процессом, влияющим на движение ионов,
является перезарядка и, принимая, что распределение потенциала в слое имеет
линейный характер, можно перейти от дифференциальных потоков ионов к
коллекторному току и ФРИЭ.
Окончательно выражение для ФРИЭ примет следующий вид:
f (ε ) =
I c ( ε =0 )
S c ⋅ e ⋅ (1 + γ )
⋅
 L 
Lsh
ε  
M
exp − sh 1 − 1 −
⋅
 λ 
2ε
U ⋅ e  
ε


2λ ⋅ U ⋅ e ⋅ 1 −
U ⋅e
,
(5)
где I c (ε =0) – ток коллектора при U = 0 , γ – коэффициент ионно-электронной
эмиссии, Lsh – толщина катодного слоя, λ – длина свободного пробега,
определяемая перезарядкой, U – падение напряжения на катодном слое.
На рисунке 3 приведено сравнение экспериментальной и расчетной
ФРИЭ. Наилучшее соответствие достигается при значении отношения толщины
слоя к длине свободного пробега равном 14. Это значение совпадает с
расчетным значением.
Рис 3. Сравнение ФРИЭ
224
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Значительный интерес
распыления γэф – значение
соответствии с ФРИЭ. Такой
теоретической зависимости γ(ε)
расчетов приведены в таблице 1.
представляет эффективный коэффициент
коэффициента распыления усреднённое в
расчет был произведён с использованием
[3] и экспериментальных ФРИЭ. Результаты
Таблица 1. Полученные значения эффективного коэффициента
распыления в ат/ион
Условия p=0,58 торр I=15мА p=0,58 торр I=20мА p=0,58 торр I=25мА
В=15млТ
В=15млТ
В=15млТ
γэф,
2,8*10-3
2,8*10-3
2,9*10-3
ат/ион
ЛИТЕРАТУРА
1.
Сасин А.В., Вагнер С.Д., Платонов А.А. Структура магнетронного
разряда постоянного тока в неоне при различных полярностях электродной
системы// ЖТФ. 2010. Т.80. Вып. 9. С.52–56.
2.
Платонов А.А. Структура разряда в скрещенных полях в гелии //
Сборник материалов I Всероссийской конференции молодых ученых (26–29
апреля 2005 г, Томск ). Томск, 2005.С. 325–327.
3.
Смирнов Б. М. Атомные столкновения и элементарные процессы в
плазме (М.: Атомиздат, 1968)
225
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Section 3. Diagnostics and Modeling of Plasma
Секция 3. Диагностикаимоделированиеплазмы
ТЕОРИЯ ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКОГО ЗОНДА В ПЛАЗМЕ,
ОБРАЗОВАННОЙ ПРОДУКТАМИ ЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ
Кунаков С.К., Кудабаева А.Д., Шапиева А.Е.
Международный Университет Информационных Технологий
Республика Казахстан, Алма-Ата
[email protected]
В настоящей работе изложена теория сферического зонда в химически
активной слабоионизированной плазме, содержащей отрицательные ионы.
Рассмотрен случай интенсивной ионизации когда параметр, равный отношению
ионизационной длины к радиусу зонда, является малым. Предполагается, что
дебаевский радиус мал по сравнению с радиусом зонда,длина энергетической
релаксации электронов много меньше локального макроскопического масштаба
и функция распределения электронов определяется локальными значениями neи
Te.
1. Основные уравнения
Плазма, образованная продуктами ядерных реакций представлена
плазмой газовой смеси, 3He+UF6 ,находящейся в нейтронном потоке. Продукты
ядерной реакции3He+n p+T+0.76 Mevвызывают образование положительных
и отрицательных ионов и их последующую рекомбинацию по следующим
каналам:
3
3
He + n → p + T + 0.76Mev
+
He + ( p, T ) → He + e + ( p, T )e
3
He + + 2 He→ 3 He 2+ + 3 He *
UF6 + ( p, T ) → UF6+ + ( p, T )e + e
UF6 + e → UF6− -
UF6− + (UF6+ , He 2+ ) → 2UF6* + 2 He
He 2+ + e → 2He *
+
−
(1)
(2)
(3)
(4)
(5)
(6)
(7)
*
6
UF6 + UF6 → UF
(8)
Скорость ионизации определяется количеством тепловых нейтронов и
ценой образования пары ион-электрон Ω и равна:
(9)
- концентрация нейтральных атомов гелия,
- величина
где
- сечение реакции (1),
- кинетическая энергия
нейтронного потока,
- цена образования пары ион-электрон в газовой
продуктов реакции (1),
3
смеси He+UF6.
С учетом этих элементарных процессов (1-8) основные уравнения в
гидродинамическом приближении для неподвижной плазмы имеют вид:
226
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
(10)
(11)
(12)
(13)
где
- концентрации положительных, отрицательных ионов и
электронов,
- коэффициенты диффузии и подвижности
положительных, отрицательных ионов и электронов, -константа прилипания
[2], определяющая формирование отрицательных ионов (5).
Рекомбинация атомарных ионов гелия равна:
(14)
Рекомбинация молекулярных ионов гелия равна [3]:
(15)
Граничные условия на поверхности зонда определяются следующими
условиями:
(16)
(17)
- радиус зонда, - радиус слоя объемного заряда.
где
, а
и
В невозмущенной области
определяются следующими уравнениями:
(18)
(19)
Во всех точках от зонда до противозонда выполняется соотношение:
(20)
(21)
Тогда напряженность электрического поля равна:
(22)
виде:
При этом диффузионные потоки могут быть представлены в следующем
(23)
(24)
где
компонентов:
(25)
- коэффициенты амбиполярной диффузии заряженных
(26)
(27)
227
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
(28)
Вольтамперная характеристка зонда может быть получена в любом
сечении, как в области объемного заряда, так и в диффузионной области,
разница состоит в том, что в слое объемного заряда ток формируется за счет
переноса вследствие действия электрического поля на заряженные частицы, в
то время как в диффузионной области диффузионный поток уравновешивает
процессы ионизации, которые в свою очередь не в полной мере
компенсируются рекомбинационными процессами, как это есть в области
невозмущенной плазмы. Более того рекомбинационные процессы и процессы
образования отрицательных ионов по мере приближения к зонду уменьшаются
вследствие падения концентрации электронов в случае отрицательного
потенциала зонда и разогрева электронов в случае положительного потенциала
зонда.
В нормализованном виде уравнения (10-13) и граничные условия (16-17)
имеют следующий вид:
(29)
(30)
(31)
(32)
Граничные условия соответственно преобразуются к следующему виду:
(33)
(34)
В уравнениях (29-32) были использованы следующие обозначения:
2. Слой объемного заряда
В случае отрицательных потенциалов зонда система уравнений (29-32)
преобразуется к следующему виду:
(35)
(36)
Система (35-36) может быть приведена к дифференциальному уравнению
относительно
:
228
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
(37)
Величина электрического поля в слое
равна:
(38)
.
3. Диффузионный слой
В диффузионном слое для отрицательного потенциала зонда
концентрация положительных ионов определяется следующим уравнением:
(39)
где
где
Определяя величину градиента концентрации на границе слой объемного
заряда -диффузионный слой можно определить зондовый ток на зонд:
(40)
Здесь как и в работе [4]
(41)
а величина слоя объемного заряда равна:
(42)
(43)
Литература:
1. S.K.Kunakov and E.E.Son Probe Diagnostics of Nuclear-Excited Plasma of
Uranium Hexafluoride, High Temperature, 2010, Vol.48, No.6, pp.789-805, Pleades
Publishing, Ltd, 2010
2. R.N.Compton On the formation of positive and negative ions in gaseous
UF_{6}.The Journal of C hemical Physics,Vol.66, No.10, 15 M ay 1977, pp. 44784485.
3. H.A.Hassan and Jerry E.Deese Electron distribution function in a plasma
generated by f ission fragments, The Physics of Fluids, Vol.19.,No.12, December
1976,pp.2005-2010.
4. К.Н.Ульянов Теория электрических зондов в плотной плазме, ЖТФ,
Том XL, №4, стр 790-798.
229
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
THERMAL PLASMA TREATMENT OF SOLID WASTE
Tan HiangMong*), TanTiamKwei*), LeowPohChin*), Calvin Tan*),
G.Paskalov**), I. Gafarov**)
*)
AELEnviro (Asia) PteLtd, Singapore, 120 PioneerRoad#01-03 Singapore
639597,
**)
Scientific-Development Company “RENARISORB Ltd.”, 88, Bldg. 3, Aht.
100,Leninskiy prospect, Moscow, Russia
e-mail: [email protected],[email protected]
This paper describes a system for sol id waste processing using Radio
Frequency (RF) plasma and thermal heating. Solid waste includes different raw
materials, including used tires. Process parameters varies considerably and are
dependent of the process temperature and energy used. Therefore, when designing a
system and installation, the following requirements are important:
a
b
Fig. 1 Configuration of the system:
a – horizontal configuration; b –angled configuration
The possibility of various physico-chemical processes and their combination;
Interchangeable modules (even multi-purpose modules), providing unification
of joining and contiguity;
230
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Functional completeness of m odules that allows conducted combined stage
process;
Maintainability modules arising from the requirements of interchangeability,
and opportunities for effective maintenance;
Complete design, which could provide high technological parameters of
functioning.
This allows us t o create custom design devices and developed maximumspecific chemical processes.
The module is equipped withHigh-frequency Induction Plasma Torch, RF
Generator (2 MHz Frequency at power level of 100 kW). Additional to the plasma
part, the reactor contents low-frequency (LF) induction heater. LF frequency heating
generators are in 20 - 40 kHz frequency range at 15 kW power level (Figure 1).
Fig. 2 General view of equipment with different configuration
Modular construction of the installation allows different connection
combinations of process equipment and the establishment of technological regimes
depending on tasks. For example, the process system could use RF plasma torch or
LF induction heater only or combined treatment (HF + LF) (Figure 2). This principle
provides the flexibility of the equipment by transforming internal and external
structure of a plant depending on its purpose. Temperature processes can be adjusted
from 500 °C to 5000 °C. Studies of the energy characteristics of the module shows
that in the reaction zone, power from 1 kW to 75 kW can be achieved.
This system is u sed to study the process of recycling waste tires. Defined
regimes where typical products are distinguished during the tire recycling process,
such as: Synthesis Gas, Liquid Fraction and Carbon. In some experiments we
observed onlySynthesis Gas and Carbon Black (without Liquid Fraction). Analyses
showed that in this regiments the calorific value of synthesis gas is much higher.
Also, the fraction of nano-sized carbon black increased. Some experimental results
are shown in Figure 3.
This study shows that the advantage of t he described system over other
conventional methods used in the market is one possibility of adapting the equipment
231
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
to variable loads and different Physical and Chemical properties of recycled
materials.
FIG. 3 Experimental results and carbon black SEM
СИНТЕЗ СОВРЕМЕННЫХ МАТЕРИАЛОВ С ПРИМЕНЕНИЕМ
НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ
János Szépvölgyi, Zoltan Károly*), Michal Bystrzeiewski**),
Geza Szentgyörgyi***)
*)
MTATTKAnyag-ésKöryezetkémiaiIntézet, 1117 Budapest, MagyarTudósok 2.
**)
Warsaw University, Pasteur 1, 02-093 Warsaw, Poland
***)
SentimexKft, 1015 Budapest, SzabóIlonka u. 35-37
e-mail:[email protected], [email protected]
В докладе рассмотрены возможности получения современных наноматериалов в термической ВЧ индуктивной плазме. Основой доклада являются
результаты проведенныхв последние годы исследований в Отделе плазмохимии
Химического Института по материаловедению и экологии Центра
естественных наук АН Венгрии (MTATTK Anyag-és Környezetkémiai Intézet).
Главной областью проводимых Плазмохимическим отделом Института
работ является исследование и развитие современных структурных и
функциональных материалов и материальных систем. Особое внимание при
232
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
этом уделяется исследованиям нанодисперсных систем, нанокомпозитaм,
свойствам и способам получения, возможности практического применения
функциональных наночастиц, частиц со структурой «ядро-оболочка» и
нанотрубок.
Значительные успехи достигнуты в области выяснения зависимости
между поверхностными свойствами и химическим составом конденсированных
веществ. Плазмохимическими методами (магнетронное напыление, РIII и FAB)
модифицируются химическая структура поверхности, или же плазменным
напылением с образованием микро и нано слоевпроводится модификация
поверхностных свойств органических и неорганических субстратов.
Из перспективных, с точки зрения применениянаноматериалов, в
настоящем докладе мы рассмотрим результаты получения в ВЧ плазме
нескольких современных наноматериалов.
Такие характеристики термической ВЧ плазмы как безэлектродное
получение термической плазмы (“чистота” плазмы), сравнительно высокая
удельная мощность плазмы, невысокие скорости плазмообразуюшего газа,
высокая скорость охлаждения, возможность изменения атмосферы
(окислительной, восстановительной, нейтральной), имеют определенное
преимущества при синтезе и в контролируемом изменении морфологии
наноразмерных веществ.
В докладе приводятся результаты синтеза получения наночастицLaB6
при использовании различных прекурсоров.
Полученные наночастицы с сильно окисленной внешней поверхностью
имели размеры 100-200 нм. Вследствие маленькой энергии выхода
электроновнаноматериалы на основе LaB6 могут использоваться как горячие
катоды или как источники адсорбента инфракрасных лучей.
Для повышения эффективности катализатора исследованы пористые
вещества с большой по площади поверхностью в качестве носителя, на который
тонким слоем нанесён катализатор. Для этого исследованы различные способы
точечного нанесения металлических катализаторов на носители с размерами
несколько 10 нанометров. При этом в качестве прекурсоров использованы
растворы различных элементов.
С применением плазменных способов можно получить также и частицы с
так называемой структурой «ядро-оболочка». Нами исследованы получения
таких материалов, внешняя поверхность которых является графитом, внутри
которого внедрены магнитные частицы, например,наночастицы железа. Эти
материалы были получены с вводом внутрь графита твердых и растворенных
веществ. Полученные частицы также имели наноразмеры. Внешняя
поверхность получена разложением некоторых углеводородов. Установлено
также, что наилучший выход графитовой поверхности получен при применении
этанола в виде источника углерода. В этом процессе определённую роль
играли и присутствующие примеси атомов кислорода.
233
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Таким образом, использование ВЧ плазмы позволили получить
материалы с новыми свойствами, что невозможно реализовать другими
альтернативными способами.
ОЦЕНКА ПРОВОДИМОСТИ ПЫЛЕВОЙ КОСМИЧЕСКОЙ
УФ-ИНДУЦИРОВАННОЙ ПЛАЗМЫ
Апфельбаум М.С.,Чепелев В.М.
Объединённый институт высоких температур РАН,125412,Москва,
Ижорская ул.,13,строение 2;Московский физико-технический институт,
Долгопрудный, Московская область, Институтский переулок,9.
Введение. Целью настоящей работы является расчётно-теоретическая
оценка
проводимости
космической
пылевой
плазмы
методами
электродинамики сплошных сред,применяемыми в физике пылевой плазмы
реже кинетических. Актуальность таких исследований обусловлена
сложностью экспериментального определения такой проводимости, а также
отличием электродинамики дисперсных сред,в которых оказываются пылевые
частицы от электродинамики таких сред с дисперсионными частицами иного
состава. Например, с продуктами частичного сгорания достаточно легко
воспламеняющихся
дисперсионных
частиц
в
слабоионизованных
(слабодиссоциирующих)дисперсных средах. Математическое моделирование
такого отличия будет также описано в настоящей работе.
Кроме того, исследования электродинамических характеристик УФиндуцированной пылевой плазмы представляют большой практический
интерес как для понимания процессов зарядки летательных аппаратов,
заряжающихся ввиду зарядки пылевых облаков.Анализ такой зарядки с
использованием полученной оценки проводимости рассматриваемой пылевой
плазмы будет также описан в настоящей работе.
Теоретическая модель. Рассмотрим простейшую плазменно-пылевую
систему, состоящую из микрочастиц (пыли) и свободных электронов. Будем
считать, что эта система первоначально находится в безвоздушном
космическом пространстве.
Условие её электронейтральности запишем в виде
ne = nd Z ,
(1)
где ne - концентрация электронов, nd - концентрация пылевых частиц, Z - заряд
пылевой частицы в единицах элементарного заряда e .
Для оценки фотоэмиссионного тока с поверхности частицы под
действием УФ излучения воспользуемся выражением [1]
 eϕ 
I = π a 2 eYJ ⋅ exp  −

 kTe  .
(2)
Здесь Y – квантовый выход ( Y ≈ 1 для металлов и Y ≈ 0,1 для
диэлектриков) – среднее число фотоэлектронов на один поглощенный фотон,
234
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
размер пылевых частиц, J – число фотонов, падающих на единицу
поверхности частицы в единицу времени, ϕ – потенциал поверхности частицы.
Известно, что средние энергии электронов, покидающих поверхность частиц
при облучении их непрерывным солнечным спектром, для большинства
a-
материалов могут характеризоваться энергией kTe  1 эВ [2].
Изменение концентрации электронов ne происходит за счет процессов
фотоионизации и рекомбинации на пылевых частицах
dne
= WI − Wr
dt
,
(3)
где WI – скорость ионизации, Wr – скорость рекомбинации. Скорость
ионизации можно выразить через фототок (2)
WI = I
nd
e ,
(4)
а скорость рекомбинации через коэффициент рекомбинации K r , зависящий от
подвижностей носителей заряда
Wr = K r nd ne .
(5)
При ионизационном равновесии WI = Wr и левая часть уравнения(3)
обращается в ноль. Тогда, используя (2), (4) и (5) можно получить уравнение
 eϕ 
K r nd ne = nd 4π a 2YJ ⋅ exp  −

 kTe  .
(6)
Выразим коэффициент рекомбинации K r через подвижности носителей
заряда bd и be по достаточно известной формуле Ланжевена:
Kr =
как
Zebd + ebe
εε 0
(7)
.
Так как величина подвижности свободных электронов be значительно,
правило,
превосходит
величину
подвижности
пылевых
частиц bd умноженную даже на заряд пылевой частицы Z, то членом с bd в
Kr ≈
ebe
εε 0 . По той же причине
формуле (7) мы будем пренебрегать и считать, что
будем считать, что проводимость пылевой космической УФ-индуцированной
плазмы определяется исключительно свободными электронами. Тогда
уравнение (6) можно переписать в виде
 eϕ 
ebe ne = 4πεε 0 a 2YJ ⋅ exp  −

 kTe  .
(8)
Видно, что выражение (8) есть не что иное, как оценочная формула для
проводимости σ = ebe ne . Тогда окончательно получаем искомую формулу:

eϕ 

 kTe  .
σ = 4πεε 0 a 2YJ ⋅ exp  −
235
(9)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Для оценки потенциала поверхности пылевой частицы применим
формулу для потенциала заряженной сферы с радиусом a
ϕ=
1
4πε 0
⋅
Ze
a .
(10)
В работе [3] получена зависимость для равновесного безразмерного
Z=
ne
nd от эффективности излучения YJ . Так, для
4
частиц радиусом a = 1 мкм при концентрации пыли nd = 10 см-3 и YJ = 3 (см2 с)-1
получаем Z  1000 .Так как подвижность электронов превосходит подвижность
заряда пылевых частиц
ионов и заряженных пвлевых частиц на 5 порядков и выше,то при полученной
величине Z проведенное упрощение формулы Ланжевена (7) правомерно.
Тогда, используя (10), получим следующую оценку потенциала пылевой
частицы: ϕ ≈ 1, 4 В.
Теперь получим численную оценку для порядка проводимости (9),
используя это значение потенциала. Для частиц радиусом a = 1 мкм и YJ = 3 (см2
−18
−7
с)-1 получаем σ  10 См /м (система единиц СИ) или σ  10 с-1 (система
единиц СГС). При этом проводимость описываемой нами плазмы по порядку
величины получается близкой к проводимости разреженного воздуха.
В реальных условиях пыль содержит частицы разного размера, поэтому
представляет большой практический интерес изучение зависимости
проводимости УФ индуцированной пылевой плазмы от размера пылевых
частиц. Подставляя формулу для потенциала (10) в оценку проводимости (9),
получим зависимость проводимости от размера частицы a и безразмерного
заряда Z . Считая, что заряд частицы пропорционален площади ее поверхности,
а для частицы размером 1 мкм в рассматриваемых условиях Z порядка 1000
2
[3], воспользуемся эмпирической формулой Z  1000a (с небольшим размерным
коэффициентом), где a выражен в микронах. Тогда, окончательно получим
проводимость как функцию размера пылевых частиц. График этой функции
представлен на рис.1. Из графика видно, что наибольший вклад в проводимость
УФ-индуцированной пылевой плазмы должны вносить частицы размером 12 мкм. Подобный "резонансный" характер зависимости проводимости от
размера частицы можно объяснить тем, что с увеличением размера частицы
хоть и увеличивается число фотоэлектронов, но увеличивается и потенциал
2
поверхности частицы ( ϕ  a если Z  a ), препятствуя, тем самым дальнейшей
эмиссии электронов.
Применение теоретической макроскопическй модели проводимости для
описания зарядки верхних слоёв атмосферы плазменно-пылевыми частицами и
облаками.Хотя проводимость описываемой нами плазмы по порядку величины
получается близкой к проводимости разреженного воздуха, но даже небольшое
различие в величинах этих проводимостей приводит к упоминаемой в начале
статьи электризации летательных аппаратов [4]. Покажем это на примере
уединённой пылевой сферической частицы с характеристиками исследуемой
236
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
плазмы и плазменно-пылевых облаков. Такая частица пыли ввиду её движения
из безвоздушного космического пространства под действием силы тяжести
попадает в верхние слои атмосферы. По [5], ввиду равенства этой силы
тяжести и имеющейся в атмосфере в отличие от безвоздушного пространства
архимедовой выталкивающей силы, на высотах её верхних слоёв, оказывается
в состоянии равновесия.
Рис.1.
Расчётно-теоретическая
зависимость
проводимости
УФ-индуцированной пылевой плазмы от размера пылевых частиц.
И, как пылевые облака таких частиц, по этой причине
зависает в
указанных слоях. При этом по аналогии с [6-8] в её окрестности образуется
объёмный заряд. Но,например в [6], образование такого заряда нами
исследовалось с целью применения результатов для диагностики уровня
запылённости в помещениях, а в [8] для исследования зарядки
слабопроводящей достаточно плотной среды в окрестности
частичного
сгорания
воспламеняющейся дисперсной частицы. Примерно
такие же
одномерные дифференциальные уравнения в случаях сферической и
цилиндрической симметрии, что и в [6-8], можно применять и для оценок
зарядки верхних слоёв атмосферы в окрестности уединённой пылевой частицы,
по [5] в неё из космического пространства попадающей.а также зависающего в
этих слоях пылевого облака из таких частиц А именно, можно использовать
аналоги макроскопического уравнения(3) ,описывающие образование в
окрестности частицы
ионов и
электронов, в правой части которых
сохраняется рекомбинационный член. В них объёмную концентрацию пылевых
частиц следует заменить концентрацией ионов. А член, описывающий
скорость ионизации, происходящей в разреженной атмосфере термически, как
и в [6-9],можно определить, по уравнению аррениусовского типа [10,11] для
константы такой скорости
от температуры
с предэкспоненциальным
множителем,считающимся здесь от температуры независящим. Этот
множитель подлежит дополнительному определению.
237
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Он определяется разными способами. В частности, как и в [6-8], его
можно определить по проводимости рассматриваемой дисперсионной среды в
отсутствии дисперсных частиц и подвижностям элементарных заряженных
разными знаками частиц в ней. То есть, в данном случае по проводимости и
подвижностям в разреженном воздухе. В левой части уравнения типа (3), в
отличие от вышеизложенного метода определения проводимости космической
плазмы следует даже при установлении учитывать влияние дрейфа зарядов в
электрическом поле, образующемся в ленгмюровской типа [12] окрестности
рассматриваемой частицы ввиду такого дрейфа. При этом отличие двух
стационарных аналогов уравнения (3) для концентраций зарядов разных
знаковот правой части уравнения (3) состоит именно в их дрейфе,
обусловленном электрическим полем в противоположных направлениях.
Влиянием диффузии в окрестности частицы или облака таких частиц будем,
как и [6,7], при получении упоминаемых аналогов уравнения (3) пренебрегать,
ибо согласно оценкам, проведенным в [13] с учётом формулы Ланжевена(3), её
влияние проявляется только в неквазинейтральных погранслоях типа
дебаевских, наблюдаемых не только в плазме, но и в электролитах. Тогда при
использовании этих двух аналогов уравнения (3) для электронов и ионов с
переходом в них от переменных
концентраций зарядов к переменным
проводимости и плотности объёмного заряда q, получаем с учётом (7) и
дифференциального уравнения Гаусса для пространственного распределения
напряжённости поля в окрестности частицы
систему дифференциальных
уравнений. Переход к таким переменным с получением дифференциального
уравнения для проводимости, как суммы произведений кинетических
коэффициентов подвижностей разноимённых зарядов на их объёмные
концентрации уже осуществлялся нами в [7]. Но в [7] рассматривалась среда
продуктов горения дисперсной частицы с биполярной ионной проводимостью и
равными подвижностями зарядов. Здесь же подвижности электронов и ионов
разные. Система таких уравнений упрощается до системы обыкновенных
дифференциальных уравнений
в случае одномерного приближения
сферической симметрии для уединённой пылевой частицы,а также в случае
цилиндрической симметрии при соответствующей аппроксимации пылевого
облака таких частиц в верхних слоях атмосферы. В случае сферической
окрестности дисперсионной, уединённой, пылевой, макроскопической частицы
такая система аналогична полученной в [7] системе, порядок которой
понижается с учётом интеграла сохранения заряда. В настоящей работе
выведена нами и система для случая цилиндрической симметрии,
соответствующей облаку пылевых частиц. Константа интегрирования
определяется током у частицы. В рассматриваемом случае разреженного
воздуха этот ток тоже определяется формулой (2), в отличие от тока
термоэлектронной эмиссии из частично сгоревшей частицы в достаточно
плотной среде [9]. Поэтому в [9] решение такой системы с граничными
условиями из[14] равенства плотностей токов проводимости вне и внутри
частицы и скачка электрической индукции у поверхности частицы получено
238
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
для определения распределения q в окрестности частицы при равных
подвижностях. В настоящей работе получено аналогичное решение этой
системы для таких же граничных условий
при разных величинах
подвижностей разнозаряженных частиц в случае цилиндрической симметрии
(пылевого облака). Оценки величин
плотности объёмного заряда по
полученному решению в окрестности облака свидетельствуют о возможности
применимости разработанной нами макроскопической теоретической модели
для анализа электризации и зарядки летательных аппаратов пылевыми
облаками в верхних слоях атмосферы.
Литература
1.
Goree J, Charging of a particles in a plasma// Plasma Sources Sci.
Technol.,1994,v.3,p.400-406
2.
Goertz C.K. Dusty plasmas in solar system// Rev. Geophys.,
1989.v.27,№2,p.271-292
3.
Ваулина О.С., Петров О.Ф., Фортов В. Е., Храпак А. Г.,
Храпак С. А., Пылевая плазма: эксперимент и теория. – М.: Издательство
физико-математической литературы, 2009,316c.
4.
Имянитов И.М. Электризация самолётов в облаках и осадках,
Ленинград,1970,211c.
5.
Apfelbaum E.M., Trigger S.М., van Heigst J.S.F., Schram J.P.P.J.M.,
Vlasov Yu.P.// Altitude and formation conditions of noctilucent clouds in the Earth
atmosphere .Physics Letters A ,2009,v.73,№7,p.764-758
6.
Апфельбаум М.С., Дормидонов А.И
Электрические методы
контроля уровня запылённости в технологической атмосфере//Тезисы докладов
Всесоюзного семинара “Ресурсосберегающие технологии и экологически
безопасные производства”, Рига,1990,c.34
7.
Apfelbaum M.S. The volume charge formation in a weakly ionized
plasma near the dispersive particle// IIId international conference “Plasma physics
and plasma technology” Contributed papers,Minsk,2000,v.I,p.340-341
8.
Апфельбаум М.С., Хачоян А.В.О возможности применения
уравнений аррениусовского типа для описания термической ионизации
слабопроводящих сред в электрическом поле// Химия высоких энергий, 1997,
т.31, №5, с.323-328
9.
Апфельбаум М.С. О распределении объёмного заряда при горении
слабоионизованной среды в окрестности дисперсной частицы// Тезисы
докладов XII Cимпозиума по горению и взрыву, Черноголовка, 2000, ч.I, c. 1618
10. Штиллер В. Уравнение Аррениуса и неравновесная кинетика,
Москва, 2000,176 c.
11. Apfelbaum M.S., Apfelbaum E.M. Effect of e lectric field and
temperature on t he time evolution of conductivity of w eakly ionized quasineutral
media//Plasma physics reports.1998,v.24 №9,p.789-795
239
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
12. Tonks L. and Langmuir L.A General theory of the plasma of an arc//
Physical review, 1929, v.34, p.876-922
13. Апфельбаум М.С., Апфельбаум Е.М. О распределении
электрического поля в слабоионизованной дисперсной среде в окрестности
частицы// Химическая физика, 1999, №12, с.45-52
14. Ландау Л.Д.и Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред,
Москва, 1988, 651c.
АNALYTICAL MODEL OF COULOMB CLUSTERS IN AN AXIALLY
SYMMETRIC PARABOLIC TRAP
D’yachkov L.G.
Joint Institute for High Temperatures, RAS, Izhorskaya 13, bld. 2, 125412
Moscow,Russia. [email protected]
Configurations of charged particles have attracted the attention from various
viewpoints. Last time dust particle clusters in potential traps are extensively studied.
The traps are usually assumed cylindrically symmetric with the potential energy of a
particle proportional to the square of the distance, so the trap can be described as a
parabolic. However, either flat or spherically symmetrical clusters are mostly
considered. At the same time, one of the interesting problems is the restructuring of
the cluster configuration when the trap anisotropy is changed. So, a theory, which
allows making simple evaluations of the cluster energy, size and shape depending of
the trap anisotropy and the number of particles N would be useful. Such a theory is
presented in this communication.
We consider a cluster in a trap, in which the potential energy of a particle of
mass m is
U t ( r, z ) = 12 mω 2 ( r 2 + α z 2 ) ,
where ω is the frequency of oscillations in the x−y plain and α is the anisotropy
parameter. Assume that the cluster is uniform and consists of a large number of
identical classical particles carrying a charge q. It takes the form of a spheroid with
the radius a in the x−y plain and semiaxis b in the z direction. If α < 1 the spheroid is
prolate and β = b / a > 1 , while if α > 1 it is oblate and β< 1. For α = 1 it is, obviously,
spherical (β = 1). Using the equation for gravity potential inside a uniform ellipsoid
[1], we can obtain the electrostatic potential ΦE(r,z) inside the cluster (in both of the
cases, the dependence on distance is the same). After integration over the cluster
volume we obtain the electrostatic energy of particle interaction
UE =
∫
1
2 V
C
ρ E Φ E dV = (16 / 15)π 2 ρ E2 a 5 β 2 S ( β ) = 3N 2 q 2 S ( β ) / 5a
,
 (1 − β ) arc cos( β ),
β < 1,
S (β ) =  2
−1/2
2
1/2
( β − 1) ln[ β + ( β − 1) ], β > 1,
3
where ρ E = 3qN / 4π a β is the charge density. The energy of interaction with the
2 −1/2
parabolic trap is
240
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Ut =
∫
1
2 V
C
ρ mω 2 ( r 2 + α z 2 )dV = 15 Nmω 2a 2 (1 + 12 αβ 2 )
,
where ρ m = 3mN / 4π a β is the mass density. The total potential energy of the cluster is
3
U = U E + U t . Equating to zero the derivatives ∂U / ∂a and ∂U / ∂β , we obtain the system
of equations for a and β. Its solution gives us the dependence of a on α as a
parametric function with the parameter β. Then, substituting a and α into UE and Ut,
we find the total potential energy of the cluster as a parametric function also. So, we
have
2 1 − β S (β )
α=
β S (β ) − β ,
1/3
1/3
 3Nq 2 S ( β ) − β 
 1− β 2 
35/3 5/3 4 2 1/3
a=
U
N
(
q
m
ω
)
S
(
β
)
=

 S (β ) − β 
2
2
22/35
 2mω 1 − β  ,

 . (1)
Thus, eqs. (1) determine the size, shape and potential energy of a cluster as a
function of α and N. However, N should be rather large that the cluster could be
considered as uniform. For N ≥ 103 the dependence of U/N 5/3 on α is presented in
Fig. 1a by upper solid curve. Dependences a and β onα are shown in Fig. 1b and c.
2
2 1/3
4
2
1/3
Here U and a are given in units E0 = ( q mω / 2) and l0 = (2q / mω ) respectively. For
α >> 1 cluster becomes almost flat (β<< 1) a nd energy U and radius a cease to
depend on α. For α<< 1 cluster has a spindle-like form (β>> 1) and in the limit α → 0
turns into a one-dimensional chain along the z axis. For α =
1
clusterbecomesspherical (β = 1).
To check the validity of the assumption of the cluster uniformity, we evaluate
the influence of pos sible nonuniformity. If t he charge density has a simple
dependence ρ E (t ) = ρ E 0 (1 − t ) , where t = r / a + z / b , 0 <t< 1 (spheroid consists of
uniform layers of similar surface), using the theory of gravity potential [2], we can
evaluate the effect of nonuniformity analytically. We have shown that for nonuniform
cluster in the case n = 1 t he radius a is (5/3)1/3 = 1.186 times larger than that for
uniform cluster, but the shape defined by the parameter β is the same. And the total
potential energy U differs from that given by (1) only by the factor 1.004. For n> 1
the differences are even lover. Indeed, the charge and mass distributions approach to
the uniform ones as n→∞.
Next we consider 2D clusters (α→∞) performing the limiting transition β → 0
2
2 1/3
2/3
5/3
4
2 1/3
in (1). We obtain a2 D = (3π Nq / 4mω ) and U 2 D = (3 / 5)(3π / 4) N ( q mω ) . However, in
2
2
2 1/2
this case the surface charge density is not constant: σ E ( r ) = (3qN / 2π a )(1 − r / a ) . But
we have shown that the nonuniformity of 2D cluster has little effect on its potential
energy as well in the case of 3D cluster.
In order to extend our a nalytical model to smaller clusters with N< 103, we
compare our result for the potential energy of 2D cluster with the extrapolation for
N−1→ 0 of the data of the Monte Carlo calculations [3]. We obtain the difference is
about 2%. This is a good agreement with numerical calculation for our simple model,
which does not take into account the cluster shell structure. Then we introduce to the
n
2
2
241
2
2
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
equation for U2D a correction factor based on the fitting of the Monte Carlo data [3]
−1
−50.5/ N
.
for different N: 0.845 − 0.718 N + 0.155e
1.2
1.4
N > 1000
1.2
23
0.8
N = 13
0.8
a/l0
U/E0 N 5/3
1.0
1.0
100
0.6
0.6
0.4
0.4
0.2
0.2
0.0
0.01
0.1
1
(a)
10
α
100
0.0
1000
0.01
0.1
1
(b)
100
α
10
100
1000
10
β
1
0.1
0.01
0.001
0.01
0.1
1
α
10
100
1000
(c)
Fig. 1: Potential energy U (a), radius a (b) and ratio of the semiaxis β = b/a (c)
of Coulomb cluster depending on t he anisotropy parameter α. Solid curves are the
calculation by the present theory for N ≥ 103 by (1) (upper curve in (a)) and N = 100,
23, and13 by (2 ); dash curves on t he left are the results of m olecular dynamic
simulation for N = 23 and 13 [4].
Our next step is the use of the same factor for 3D clusters. In other words, we
5/3
assume that the quantity U / N as a function of α and N can be a pproximately
represented as a product of two factors, one depends on α (through the parameter β)
and other on N. As a result we have
1/3
 1− β 2  
35/3
0.718

U = 2/3 N 5/3 ( q 4mω 2 )1/3 S ( β ) 
+ 0.155e −50.5/ N 
 0.845 −

2 5
(
)
S
N
β
β
−
.

 
(2)
In Fig. 1 we present the results of the calculations by (2) fo r N = 100, 23 and
13. For two last cases (N = 23 and 13) our theory is compared with data of molecular
dynamic simulation [4] (dashed curves).
242
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
REFERENCES
[1] L.D. Landau,E.M. Lifshitz. The Classical Theory of Fields (Pergamon
Press, Oxford) 1987.
[2] V.A. Antonov, I.I. Nikiforov, K.V. Kholshevnikov. Elements of the Theory
of Gravity Potential, and Some Cases of Its Explicit Expression. St.-Petersburg State
University, St.-Petersburg, 2008.
[3] V.M.Bedanov, F.M. Peeters. Phys. Rev. B49 (1994) 2267.
[4] L.G. Dyachkov, M.I. Myasnikov, O.F.Petrov, V.E. Fortov, XXXI Int. Conf.
onPhenomenainIonizedGases,Granada.Abstracts. (2013) PS1-083.
ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ И ЕЕ ПРИМЕНЕНИЕ
ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОКОВЫХ СЛОЕВ
Г.В.Островская1, А.Г.Франк2
1
Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, Россия, 194021, СанктПетербург, Политехническая ул., д. 26, e-mail: [email protected]
2
Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН, Россия, 119991, Москва,
Ул. Вавилова, д. 38, e-mail: [email protected]
Голографическая диагностика плазмы явилась одним из первых научных
применений голографии. Первая работа по голографическому исследованию
лазерной искры [1] была выполнена в лаборатории оптики плазмы ФТИ и
опубликована в 1966 году, на год раньше аналогичных работ американских
ученых. В обзорных статьях и книгах [2-6] рассмотрены возможности и
особенности голографических методов диагностики плазмы.
Примерно в те же годы в ИОФАН были начаты работы по исследованию
токовых слоев.Возможность формирования токовых слоев в магнитных полях с
нулевой линией Х-типа была предсказана С.И.Сыроватским в 1966 г. [7]. В
работах [8,9] описана экспериментальная установка и первые результаты
лабораторных исследований токовых слоев, формирующихся в 2D магнитных
полях с нулевой линией. В 1975 г. сотрудниками ИОФАН и ФТИ были начаты
совместные исследования структуры и динамики токовых слоев методами
голографической интерферометрии и киноголографии [10-13]. Уже в первых
работах [10-11] была продемонстрирована возможность за один импульс лазера
получить двумерную картину распределения электронов в плазме токового
слоя в момент времени, соответствующий задержке лазерного импульса
относительно начала импульса тока, протекающего через плазму. Обнаружено
эффективное сжатие плазмы и формирование плазменного слоя. Для более
детальных исследований процессов формирования и взрывного разрушения
токовых слоев была создана киноголографическая установка [12-13],
позволяющая получать пять голографических интерферограмм, сдвинутых во
времени относительно друг друга на 60 нс, за один импульс плазменной
установки.
243
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Следующая серия наших работ [14-18] была посвящена голографическим
исследованиям формирования токовых слоев в трехмерным (3D) магнитных
полях. Эксперименты проводились на установке ТС-3D [19-20] (рис.1),
позволяющей создавать, как двумерное (2D) магнитное поле с нулевой линией
вида: B=(BX, BY, BZ) =(hy, hx, 0), так и трехмерное (3D) магнитное поле:
B=(BX, BY, BZ) = (hy, hx, BZ). Здесь h- градиент поперечного поля и
BZ=const.
Характерной особенностью плазменных слоев, формирующихся в
присутствии поля BZ, являются их наклон и асимметрия относительно осей x,y,
особенно ярко проявляющиеся при формировании слоев в плазме тяжелых
газов (Kr, Xe) (рис.2). Возникновение наклонных слоев было интерпретировано
нами [17, 18], как результат взаимодействия продольного поля BZ с токами
Холла, текущими в плоскости x,y, перпендикулярной основному импульсному
току JZ.
Рис.1.Экспериментальная
установка ТС-3D и голографический
интерферометр.
а – вид сверху; b – поперечное сечение плазменной камеры.
В дальнейшем [21], на основе магнитных измерений была исследована
структура и эволюция токов Холла, возникающих в 2D магнитном поле, при
BZ=0. На основе голографической интерферометрии было обнаружено, что в
присутствии поляBZ происходит уменьшение концентрации электронов в
плазменных слоях при одновременном увеличении их толщины, а также
замедление процесса сжатия плазмы в слой [14-16]. Эти эффекты были
интерпретированы нами как усиление компоненты BZ в слое за счет ее
увлечения течениями плазмы, что в дальнейшем было подтверждено
магнитными измерениями [22-23].
В большинстве цитированных выше работ, токовые слои формировались
в плотной плазме (Ne0=1014÷1015см-3), предварительно ионизованной θразрядом. Однако в ряде работ [17,18] эксперименты проводились в слабо
ионизованной плазме (Ne0≈1011 см-3), в отсутствие θ-разряда. Особенностями
244
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
развивающихся в этом случае плазменных слоев является ярко выраженная
двугорбая структура распределения Ne(x) и быстрое перемещение боковых
максимумов Nemax от центра к периферии (рис.3).
Δy,
mm
e
X
K
b
J
r
H
x,cm
kA
JZ,
A
Рис.2. Распределение концентрации в слое, cформированном в криптоне в
присутствии BZ, t≈3 мкс (а), и изменение наклона плазменных слоев,
формирующихся в плазме инертных газов, со временем (b).
20
a
Ne.1015 cm-3
Nmax
15
e
Nmax
e
10
5
xmax
N0e
xmax
0
-60
-40
-20
0
20
40
6
5
4
3
2
x,cm 1
0
V max, km/s b
Ar
Kr
h, kG/cm
60
0,3 0,4 0,5 0,6
Рис.3. Продольное распределение электронной плотности (а) в двугорбом
слое, формирующемся в Ar (t=1,6μs), и зависимость скорости перемещения
боковых максимумов от градиента поперечного магнитного поля (b).
Детальному исследованию влияния начальной плотности плазмы на
структуру и динамику токовых слоев посвящены работы [24,25]. Было
показано, что, несмотря на различие начальной степени ионизации более, чем
на 3 порядка, концентрация электронов в слое, формирующемся в слабо
ионизованной плазме, была выше, чем в слоях, формирующихся в плотной
плазме. Это указывает на определяющую роль ионизационных процессов,
происходящих преимущественно в области протекания тока, т.е. в пределах
слоя. В [26] были выполнены теоретические расчеты магнитных полей и сил
Ампера, ответственных за динамику одногорбых и двугорбых токовых слоев.
Было показано, что силы Ампера, ответственные за растяжение слоев вдоль оси
x, в случае двугорбых слоев ÷4
в 2раза превышают силы, действующие в
245
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
одногорбых слоях, чем и обусловлено стремительное перемещение боковых
максимумов от центра к периферии (рис.3b).
В ряде работ [27-29], выполненных в последние годы на установке ТС3D, была обнаружена генерация направленных сверхтепловых потоков плазмы.
На основе магнитных измерений [30-31] установлено, что в токовых слоях
присутствует нормальная к поверхности слоя компонента магнитного поля,
ответственная за появление сил Ампера, приводящих к генерации
сверхтепловых потоков. На поздних стадиях эволюции, на удаленных от центра
краях токовых слоев была обнаружена генерация токов обратного направления
по отношению к основному току JZ в центральной области слоя [30,31]. При
этом увеличивалась толщина токового слоя на его краях, что обусловлено
постепенным уменьшением сил Ампера, обеспечивающих сжатие тока и
плазмы, и последующим изменением направления этих сил в областях
обратных токов. Аналогичные особенности, характерные для структуры и
динамики плазменных слоев, были выявлены и при анализе голографических
интерферограмм, полученных при близких экспериментальных условиях [32].
Кроме того, на интерферограммах слоев, формирующихся в 3D магнитных
полях, наблюдалось изменение направления наклона плазменных слоев на
поздних стадиях эволюции, что может свидетельствовать об изменении
направления токов Холла в тех областях, где ток JZ течет в обратном
направлении.
Таким образом, методы голографической интерферометрии внесли
существенный вклад в исследования структуры и динамики токовых слоев.
Работа выполнена при поддержке РФФИ, проект № 12-02-00553а и
Программой ОФН РАН-15 «Плазменные процессы в космосе и в лаборатории».
ЛИТЕРАТУРА
1. Г.В.Островская, Ю.И.Островский. Письма ЖЭТФ. 4 (1966) 121.
2. А.Н.Зайдель, Г.В. Островская, Ю.И.Островкий. ЖТФ.38(1968) 1405.
3. А.Н.Зайдель и Г.В.Островская. Лазерные методы исследования
плазмы. Ленинград, Наука, 1977.
4. Ю.И. Островский, М.М. Бутусов и Г.В. Островская. Голографическая
интерферометрия. Москва, Наука, 1977.
5. OstrovskayaG.V., OstrovskyYu.I. ProgressinOptics22 (1986) 199.
6. А.Н.Зайдель, УФН.149 (1986) 105.
7. С.И.Сыроватский. Астр. Журн. 43 (1966) 340.
С.И.Сыроватский, А.Г.Франк, А.З.Ходжаев.Письма в ЖЭТФ. 15 (1972)
138.
9. А.Г.Франк.Тр. ФИАН. 43 (1974) 108.
10. Г.В.Дрейден, А.Н.Зайдель, В.С.Марков и др. Письма в ЖТФ 1(1975)
141.
11. Г.В.Дрейден, Н.П.Кирий, В.С. Марков и др.Физика плазмы3 (1977) 45.
246
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
14.
1850.
12. Г.В.Дрейден, В.С.Марков, Г.В.Островская и др.Физика плазмы3(1978)
13. Г.В Дрейден, И.И.Комиссарова, В.С.Марков и др.
ЖТФ51 (1981)
14. С.Ю Богданов., Г.В.Дрейден и др.Физика плазмы 51 (2002) 594.
15. A.G. Frank, S.Yu. Bogdanov, etal.PhysicsofPlasmas12(2005) 052316.
16. С.Ю.Богданов, Г.В.Дрейден, В.С.Марков и др.Физика плазмы
32(2006)1121.
17. A.G.Frank, S.Yu.Bogdanov, G.V. Dreiden et al.Physics LettersA 348(2006)
318.
18. С.Ю.Богданов, Г.В.Дрейден, В.С Марков и др.Физика плазмы
33(2007)1014.
С.Ю.Богданов, В.Б.Бурилина, и др. Письма в ЖЭТФ59 (1994) 510.
20.A.G.Frank.PlasmaPhys. &Contr. Fusion. 41 3A (1999), A687.
21. A.G.Frank, S.G.Bugrov, V.S.Markov. Physics of Plasmas 15 (2008)
092102.
22. С.Ю.Богданов, С.Г.Бугров, В.П.Грицынаидр.,Физикаплазмы33(2007)
483.
23. A.G.Frank, S. G.Bugrov, V. S. Markov. Phys. Lett. A. 373 (2009) 1460.
24. Г.В.Островская, А.Г.Франк, С.Ю. Богданов // ЖТФ80 (2010) 24.
25. Г.В.Островская, А.Г. Франк. ЖТФ82 (2012) 75.
26. Г.В.Островская. ЖТФ83 (2013) Ч.1 59, Ч.2 69.
27. Н.П.Кирий, В.С.Марков, А.Г. Франк. Физика плазмы 36 (2010) 387.
28. Н.П.Кирий, В.С.Марков, А.Г. Франк. Письма в ЖЭТФ 95 (2012) 17.
29. Н.П.Кирий, А.Г. Франк. Физика плазмы 38 (2012) 1042.
30. A.G. Frank, N.P.Kyrie, S.NSatunin.Physics of Plasmas 18 (2011) 111209.
31.А.Г.Франк, C.Н.Сатунин. Физика плазмы 33 (2011)889.
32. Г.В.Островская, А.Г.Франк. Физика плазмы 40 (2014) 24.
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА В УСЛОВИЯХ
ПРОЯВЛЕНИЯ ЭФФЕКТА ПОЛОГО КАТОДА
Рамазанов К.Н., Рамазанов И.С., Хусаинов Ю.Г., Золотов И.В.
Уфимский государственный авиационный технический
университет,Россия,450000,г. Уфа, ул. Карла-Маркса 12,
[email protected]
Плазма тлеющего разряда находит широкое применение в процессах
модификации поверхности, таких как химико-термическая обработка и ионноплазменное напыление [1,2].
Для интенсификации процесса и снижения вероятности проявления дуги
при ионной обработки в вакууме применяют плазму повышенной плотности,
которая осуществляется, например, за счет эффекта полого катода (ЭПК) [3].
247
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Полым катодом называется катод, рабочая поверхность которого имеет
отрицательную кривизну или состоит из отдельных поверхностей (включая и
плоские), ограничивающих часть пространства газоразрядного прибора и
создающих полость [4].
Целью данной работы является определение влияния ЭПК на
энергетические характеристики плазмы тлеющего разряда.
Для достижения цели были проведены зондовые измерения по схеме
одиночного цилиндрического зонда Ленгмюра [5].
Результаты исследования ВАХ показали, что в условиях проявления ЭПК
ток разряда в несколько раз выше, чем без проявления ЭПК при одинаковом
напряжении горения разряда (рис.1).
Увеличение тока разряда при проявлении ЭПК объясняется тем, что в
катодной
полости,
увеличивается
генерация
заряженных
частиц
осциллирующими электронами, возрастает число ионов бомбардирующих
поверхность и число электронов, эмитируемых катодом [3].
Были проведена зондовые измерения ВАХ плазмы в катодной полости,
на их основе были найдены параметры плазмы, по методике Ершова [6].
Анализ данных показал, что максимальная концентрация плазмы
наблюдается в центре полости, это связанно с максимальным количеством
электронном способных к ионизации.
Распределение концентрации ионов внутри полости приведены на рис.2.
Различный характер роста изменения ионной плотности у стенок полости
можно объяснить наличием заряженных частиц, обладающих большой
энергией и способных преодолеть потенциальный барьер в отверстии сетки
экрана, а также неоднородной эмиссией электронов из поверхностей катода и
сетки.
Рисунок 1. ВАХ характеристики
Рисунок
2.
Распределение
тлеющего разряда при давлении концентрации ионов внутри полости
133 Па ● – с проявлением ЭПК,○ –
без ЭПК
248
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На рис. 3 показано распределение плавающего потенциала.
Известно, что плавающий потенциал определяется энергией частиц
плазмы. Так как энергия электронов значительно превышает энергию ионов, на
значение плавающего потенциала влияет в основном энергия электронов,
которая падает при удалении от поверхности катода, так как электроны тратят
энергию в плазменных реакциях.
Полученное распределение температуры электронов в катодной полости
(рисунок 4) свидетельствует о резком ее падении в области отрицательного
свечения.
«Горячие» электроны теряют энергию в процессах возбуждения и
ионизации. Ожидалось наблюдение падения электронной температуры в
темном прикатодном пространстве. Однако проведение зондовых измерений в
точках, столь близких к поверхности катода весьма затруднительно в связи с
возможностью пробоя и электрического контакта между зондом и электродом.
Рисунок
3.
Распределение
Рисунок
4.
Распределение
плавающего потенциала
температуры
электронов
внутри
катодной полости
Вывод:
В условиях проявления ЭПК ток разряда в несколько раз выше, чем без
проявления ЭПК при одинаковом напряжении горения разряда.
Максимальная концентрация плазмы наблюдается в центре полости, это
связанно с максимальным количеством электронном способных к ионизации.
Падение потенциала происходит в прикатодных областях.
«Горячие» электроны теряют энергию в процессах возбуждения и
ионизации.
ЛИТЕРАТУРА
1.
Орлов К.Е. Диагностика низкотемпературной плазмы: Учебное
пособие СПб.: Изд-во Политехн. ун-та, 2005, 110 с.
249
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2.
Арзамасов Б.Н., Братухин А.Г., Елисеев Ю.С., Панайоти Т.А.
Ионная химико-термическая обработка сплавов. М.: Изд-во МВТУ им
Баумана, 1999, 400 с.
3.
Будилов В. В., Агзамов Р. Д., Рамазанов К. Н. Технология ионного
азотирования в тлеющем разряде с полым катодом. // МиТОМ. 2007. №7.
С.25-29.
4.
Москалев Б.И. Разряд с полым катодом//Монография. М.,
"Энергия", 1969. 184 с. с илл.
5.
Каган Ю. М., Перель В. И. Зондовые методы исследования плазмы
// Успехи физических наук. 1963. Т. 81. № 3. C. 411–450.
6.
Ершов А.П. Метод электрических зондов Ленгмюра. Описание
задачи спецпрактикума. М.: Физический факультет МГУ. 2007. 26 с.
ЭКРАНИРОВАНИЕ ЗАРЯДА ПЫЛЕВОЙ ЧАСТИЦЫ В ПЛАЗМЕ
ВОЗДУХА, СОЗДАВАЕМОЙ ВНЕШНИМ ИСТОЧНИКОМ ИОНИЗАЦИИ
Дербенев И.Н., Филиппов А.В.
Государственный Научный Центр Российской Федерации Троицкий
институт инновационных и термоядерных исследований, Российская
Федерация, 142190, ул. Пушковых, владение 12, г.Троицк, Москва,
[email protected]
В настоящей работе на основе модели точечного стока проведено
исследование экранирования электрического поля заряженной пылевой
частицы или сферического зонда в плазме сухого воздуха, создаваемой
внешним источником ионизации. Задача об экранировании электрического
поля пылевой частицы, помещенной в создаваемый внешним источником
ионизации плазму электроположительных газов, решалась ранее в работах [13]. Процесс зарядки в случае электроотрицательных газов с одним сортом
отрицательных ионов был численно изучен в работе [4]. В настоящей работе
рассмотрена плазма, создаваемая внешним источником ионизации в сухом
воздухе при атмосферном давлении. Скорость ионизации менялась в пределах
10-1020 см-3с-1 (скорость ионизации воздуха космическими лучами над уровнем
моря составляет примерно 15 см-3с-1, а в плазме несамостоятельных газовых
разрядов с ионизацией пучком быстрых электронов достигает 1020 см-3с-1).
Анализ ион-молекулярных процессов на основе обзора [5] в такой плазме
показал, что основным сортом положительных ионов является O4+, а
основными сортами отрицательных – O2− и O4−. Поэтому процесс зарядки
пылевой частицы можно с хорошей точностью описать следующей системой
уравнений баланса числа заряженных частиц плазмы в диффузионнодрейфовом приближении:
250
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
∂ne ∂t + div je = Qion − β ei ne ni − α ne ,
∂ni ∂t + div ji = Qion − β ei ne ni − β ii 2 ni n2 − β ii 4 ni n4 ,
∂n2 ∂t + div j2 = α ne − ν 24 n2 + ν 42 n4 − β ii 2 ni n2 ,
∂n4 ∂t + div j4 = ν 24 n2 − ν 42 n4 − β ii 4 ni n4 ,
дополненной уравнением Пуассона
∆φ = −4π e ( ni − n2 − n4 − ne ) . (2)
(1)
Здесь jσ = −sign(eσ)µσnσgradφ−Dσgrad nσ – потоки соответствующего сорта
частиц (σ = e, i, 2, 4); eσ− заряд σ–частиц, e− элементарный заряд (ei =e,ee = e2 =
e4 =−e),nσ – концентрация электронов (σ = e), положительных ионов O4+ (σ = i),
отрицательных ионов O2− (σ = 2) и O4− (σ = 4), µσ и Dσ – подвижности и
коэффициенты диффузии, соответственно; Qion – скорость ионизации газа
внешним источником, βei – коэффициент диссоциативной рекомбинации
электронов и ионов O4+, βii 2 и βii 4 – коэффициенты ион-ионной рекомбинации
O4+ с O2− и O4−, соответственно; α – коэффициент трехтельного прилипания
электронов к молекулам кислорода; ν24 и ν42 – коэффициенты конверсии
двухатомных отрицательных ионов в четырехатомные и четырехатомных в
двухатомные, соответственно.
Стационарное решение системы (1) для невозмущенной концентрации
положительных ионов плазмы определяется уравнением 4-ой степени:
A4 ni40 + A3ni30 + A2 ni20 + A1ni 0 + A0 = 0 ,
(3)
гдеA0 = Qion(ν24+ν42)α, A1 = Qion(αβii4+ν42βii2+ν24βii4), A2 = Qionβii2βii4
−α(ν42βii2+ν24βii4), A3 = −[αβii2βii4+βei(ν42βii2+ν24βii4)], A4 = −βeiβii2βii4. Согласно
правилу знаков Декарта, это уравнение имеет только один положительный
корень вне зависимости от знака A2. Следовательно, в невозмущенной плазме
система (1) имеет только единственное стационарное решение. Концентрации
остальных компонент плазмы определяются уравнениями:
Qion
α n + ν 42 ni 0 − ν 42 ne 0
ne 0 =
, n20 = e 0
, n40 = ni 0 − ne 0 − n20 .
β ei ni 0 + α
ν 24 + ν 42 + β ii 2 ni 0
(4)
Результаты численного решения уравнений (3) и (4) представлены на
рис.1. В расчетах согласно [5] полагалось:
251
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
α =
n0, см-3
(k3,1[O2]
+
=
k3,2[N2])⋅[O2],
ν24
10
k24[O2]([O2]+[N2]),
ν42 = k42([O2]+[N2]),
1011
βei = 1.4×10-6te1/2 см3/с
1010
(te = 300/Te), β2 = β4 = 107
см3/с,
9
10
De = 700 см2/с,
Di = 0.052 см2/с,
ni0
108
D2 =D4 = 0.055 см2/с,
n
e0
107
k24 =
3.5×10-31
n20
(300/T) см3/с,
6
10
n40
k42 =
1.0×10-10 e1044/T
3
см
/с,
105 12
70
1015
10
1013
1014
1016
1017
1018
k3,1 = 1.4 × 10−29 te e −600/T e
Qion, см-3с-1
см6/с (Teg = 1/T – 1/Te),
1500/Teg
k3,2 = 1.07 × 10−32 te2 e −70/T e
Рис.1.
Зависимости
невозмущенных см6/с.
концентраций плазмы от скорости ионизации
Видно, что во всем
воздуха Qion.
исследованном
диапазоне
концентрация
электронов
много меньше концентрации
отрицательных ионов.
12
Для решения системы (1) и (2) в присутствии пылевой частицы введем
эффективные стоки электронов и ионов Si = Se + S2 + S4 в центре сферической
системы координат с началом в центре пылинки, а также заряд пылевой
частицы eqδ ( r ) . Также положим, что выполнены соотношения Эйнштейна:
Te = eDe µe , Ti = eDi µi , T2 = eD2 µ2 , T4 = eD4 µ4 .
После линеаризации и трехмерного преобразования Фурье, из (1) и (2)
получим систему:
( k 2 + kDe2 + a11 )U ek + ( −kDe2 + a12 )Uik + kDe2 U 2k + kDe2 U 4k = kDe2 q − Se De ,
Si
,
Di
(k
2
Di
2
2
2
2
− a21 )U ek − ( k 2 + k Di
+ a22 )U ik + ( k Di
− a23 )U 2 k + ( k Di
− a24 )U 4 k = k Di
q+
(k
2
D2
+ a31 )U ek − ( k D2 2 − a32 )U ik + ( k 2 + k D2 2 + a33 )U 2 k + ( k D2 2 + a34 )U 4 k = k D2 2 q −
S2
,
D2
k D2 4U ek + ( − k D2 4 + a42 )U ik + ( k D2 4 + a43 )U 2 k + ( k 2 + k D2 4 + a44 )U 4 k = k D2 4 q − S4 D4 ,
Φk =
4π e
(U ik − U 2 k − U 4 k − U ek + q ) .
k2
(5)
252
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2
2
Здесь введены обозначения k Dσ = 4π e nσ 0 Tσ , (σ = e, i, 2, 4) и
 β ei ni 0 + α

De

 β ei ni 0

Di
a =
α

 −D
2


0


β ei ne 0
0
β ei ne 0 + β ii 2n20 + β ii 4n40
β ii 2ni 0
β ii 2n20
ν 24 + β ii 2ni 0
De
Di
D2
Di
D2
β ii 4n40
−
D4
ν 24
D4



β ii 4ni 0 

Di

ν 42 
−

D2

ν 42 + β ii 4ni 0 

D4
.
0
Интересно отметить, что ввиду большого значения коэффициента
диффузии электронов в 1-ом уравнении (5) элементы матрицы a11 и a12, а также
Se/De в правой части близки к нулюприQion> 1011 см-3с-1, поэтому из этого и 5-го
уравнений следует, что
2
k De
2
2
2
k U ek ≈ k De (U ik − U ek − U 2 k − U 4 k + q ) =
k 2 Φ k ⇒ U ek ≈ k De
Φ k 4π e
4π e
.
Это говорит о том, что распределение электронов в самосогласованном
поле пылевой частицы и плазмы приQion> 1011 см-3с-1 в линейном приближении
с хорошей точностью описывается распределением Больцмана.
Пространственные масштабы решения системы уравнений (5)
определяется ее определителем, который приводит к уравнению для
постоянных экранирования вида:
k 8 + α 3k 6 + α 2 k 4 + α1k 2 + α 0 = 0 ,
(6)
где коэффициенты α0, α1, α2 и α3 определяются дебаевскими
постоянными компонент плазмы и элементами матрицы а, т.е. зависят от
транспортных и кинетических коэффициентов заряженных частиц плазмы.
Ввиду сложности этих зависимостей, данное уравнение решалось
численно. Было установлено, что экранирование заряженной пылевой частицы
или сферического зонда описывается четырьмя постоянными (отметим, что
уравнение (6) имеет четыре корня для k2, т.е. восемь корней для k, но решения с
отрицательной вещественной частью приводит к бесконечному значению
потенциала на бесконечности, поэтому здесь не рассматриваются). Физический
смысл этих постоянных можно установить на основе аналитических решений
частных случаев системы (5).
Оказалось, что одна из постоянных экранирования близка к обратной
2
2
2
2
2
дебаевской длине: k D = k De + k Di + k D 2 + k D 4 . Вторая определяется процессами
рекомбинации и диффузии:
k s2 ≈ β ei ne 0 Di−1 + De−1 + β ii 2 n20 Di−1 + D2−1 + β ii 4 n40 Di−1 + D4−1
(
)
(
)
(
253
),
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2
−1
−1
третья – процессами конверсии ионов и диффузии kcon ≈ ν 24 D2 + ν 42 D4 ,
четвертая – процессами прилипания, рекомбинации электронов и двухатомных
k 2 ≈ α + β ei ni 0 ) De−1 + β ii 2 n20 D2−1 .
ионов кислорода: e 2 (
Рис.2.
Сравнение
ksh, см-1
5
10
численных
и
аналитических расчетов
постоянных
104
экранирования. Здесь kshi
(i = 1÷4)
–
значения
3
10
постоянных
экранирования,
k
k
полученные
путем
k
k
102
k
k
численного
решения
k
k
уравнения (6); kD, ks, kcon,
101 10
ke2 – их приближенные
10
1011 1012 1013 1014 1015 1016 1017 1018
значения.
Q , см-3с-1
sh1
D
sh2
s
sh3
con
sh4
e2
ion
Настоящая работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ, проект
№ 13-02-01161-a.
ЛИТЕРАТУРА
1. A.V. Filippov, A.G. Zagorodny, A.F. Pal, A.N. Starostin. JETP Letters81
(2005) 146-150.
2. A.V. F ilippov, A.G. Z agorodny, A.I. Momot, A.F. Pal, A.N. Starostin.
JETP104 (2007) 147-161.
3. I.N. Derbenev, A.V. Filippov. Plasma Physics Reports36 (2010) 105-115.
4. A.F. Pal’, A.N. Starostin, A.V. Filippov. Plasma Physics Reports27 (2001)
143-152.
5. I.A. Kossii, A.Yu. Kostinsky, A.A. Matveyev, V.P. Silakov.
PlasmaSourceSci. Technol.1 (1992) 207-220.
ОСОБЕННОСТИ ПРОСТРАНСТВЕННОЙ СТРУКТУРЫ ПЛАЗМЫ
СИЛЬНОТОЧНОЙ ВАКУУМНОЙ ИСКРЫ
Долгов А.Н., Окулов А.А., Прохорович Д.Е., Якубов Р.Х.
Всероссийский научно-исследовательский институт автоматики им.
Н.Л. Духова (ВНИИА), Россия, 127055, Москва, ул. Сущевская, д. 22,
[email protected]
Метод фотографирования плазмы электрических разрядов на просвет с
использованием лазера в качестве импульсного осветителя неоднократно
показал
себя
продуктивным
средством
диагностики.
Наблюдения
254
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
пространственной структуры плазмы сильноточных разрядов в среде тяжелых
элементов, выполненные в различных оптических схемах (тенеграфия,
интерферометрия, регистрация фарадеевского поворота плоскости поляризации
зондирующего излучения) с наносекундным временным разрешением
позволили «увидеть» динамику этих разрядов. В частности, получены
распределения плотности и температуры частиц плазмы, распределения
величин индукции магнитного поля и плотности протекающего тока на
различных стадиях развития разряда [1 – 6].
Авторы данной работы использовали в качестве осветителя азотный
лазер, отличающийся от гораздо чаще используемых в подобных
экспериментах твердотельных лазеров на рубине или неодимовом стекле
меньшей длиной волны, что позволило сдвинуть границу проницаемости
плазмы для зондирующего излучения в область более высоких плотностей.
Исследованию подвергались различные стадии сильноточного импульсного
разряда в парах металла, но особое внимание было уделено процессу
формирования и распада перетяжки плазменного столба.
Эксперименты выполнены с использованием разрядного устройства типа
сильноточной вакуумной искры. Разряд осуществлялся внутри вакуумной
камеры, откачиваемой до давления 10-2 Па. Разрядное устройство имеет
коаксиальную геометрию. Межэлектродное расстояние вдоль оси разрядного
устройства составляет 5 – 7 мм. Оба электрода выполнены из стали.
Источником тока является батарея низкоиндуктивных высоковольтных
конденсаторов, заряжаемых до энергии 500 – 800 Дж. Максимальный ток
разряда составлял 120 – 140 кА при скорости нарастания тока до 2×1011 А/с.
Рабочей средой разряда являются продукты эрозии электродов – плазма железа.
Инициация разряда осуществляется путем инжекции в межэлектродное
пространство, находящееся под зарядным напряжением конденсаторной
батареи 10 – 12 кВ, форплазмы от вспомогательного источника эрозионного
типа с энергозапасом∼ 5 Дж.
Для получения информации о пространственной структуре и динамике
плазмы в межэлектродном промежутке создана оптическая схема теневого
фотографирования (лазерного зондирования). В качестве осветителя был
применен импульсный азотный лазер ИЛГИ-503. Длительность высвечивания
зондирующего излучения с длиной волны 337 нм составляет 6 нс. Теневое
фотографирование области разряда осуществлялось в заданный момент
времени благодаря системе синхронизации и требуемой задержке между
моментом инициации разряда и импульсом зондирующего излучения. Точность
временной привязки зондирующего излучения к профилю тока разряда
составляла 0,1 мкс.
Наблюдение динамики плазмы разряда на стадии, предшествующей
формированию перетяжки плазменного столба, обнаруживает существование
трубчатой структуры с толщиной стенок 0,5 – 0,7 мм, представляющей собой,
по-видимому, токово-плазменную оболочку (рис. 1). Формирование токово255
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
плазменной оболочки связано с процессом сгребания продуктов эрозии
материала электродов к оси разряда.
Рис. 1 Формирование
плазменной оболочки в
вакуумной искры
токово- Рис. 2 Волокнистая структура в
разряде области между потоком плазмы,
истекающей из перетяжки, и
внешним электродом
Начиная со стадии развития процесса пинчевания в области
пространства, расположенной между потоком плазмы, истекающей из
перетяжки, и внешним электродом, если он является анодом, наблюдается
волокнистая структура заполняющего эту область пространства вещества.
Волокна прослеживаются от границы плазменного факела, выброшенного из
перетяжки, и вплоть до поверхности внешнего электрода (рис. 2). Волокнистая
структура исчезает в результате смыкания потоков плотного (оптически
непрозрачного) вещества, движущихся навстречу друг другу из области
перетяжки и с поверхности внешнего электрода. Возможно, указанная
пространственная структура теневых изображений отражает пространственную
структуру тока, протекающего
в относительно
низкоплотной и
слабоионизованной среде. В этом случае рост проводимости среды при
локальном возрастании температуры среды и плотности тока может приводить
к разбиению области протекания тока на отдельные токовые каналы, т.е. на
указанные волокна, отличающиеся повышенной концентрацией заряженных
частиц.
В этой же области на оси разряда наблюдается формирование узкого
оптически непрозрачного канала (рис. 3), наличие которого невозможно
объяснить пинчеванием плазмы у поверхности внешнего электрода (плоского),
являющегося в данном случае анодом. На теневых изображениях не
прослеживается непосредственно процесс сжатия плазмы у поверхности
внешнего электрода и отсутствуют его признаки, такие как выброс вещества в
осевом и радиальном направлениях. Авторы склонны трактовать данное
образование как след пучка быстрых электронов, убегающих в приосевой
области разряда из области формирования микропинча [7].
256
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис.
3След
пучка
быстрых Рис. 4Полости в плазме перетяжки
электронов, убегающих в приосевой токового канала
области
разряда
из
области
пинчевания
На стадии сформировавшейся перетяжки плазменного столба наиболее
интересная регистрируемая особенность пространственной структуры –
полости в плазме перетяжки (рис. 4). Анализ полученных изображений
приводит к выводу о том, что представленные полости не являются продуктом
неоднородного сжатия трубчатого столба плазмы, как этого можно было бы
ожидать исходя из отчетливо фиксируемого существования сжимающейся
токово-плазменной оболочки на предшествующей стадии разряда. Не
наблюдается в процессе схлопывания токово-плазменной оболочки
формирования какой-либо структуры, напоминающей гофрированную трубку.
Напротив, схлопывание токово-плазменной оболочки на оси разряда приводит
первоначально к образованию пинча, который, по крайней мере, на
тенеграммах выглядит вполне однородным. В дальнейшем происходит
развитие процесса пинчевания, т.е. уменьшение радиуса перетяжки.
Минимальный фиксируемый на тенеграммах радиус пинча составил r ≈ 10 −4 м,
что находится на пределе возможностей используемой оптической системы.
Наблюдаемый в этот момент времени в области перетяжки процесс можно
идентифицировать с первой стадией микропинчевания, т.е. процесса, ведущего
к рождению объекта, называемого чаще всего горячей или плазменной точкой
[8].
Судя по характеру и времени регистрации соответствующих
изображений, образование полостей – своего рода пузырей диаметром d ≈ 10 −4 м
– происходит на стадии разряда, следующей за рождением горячих точек, когда
радиус пинча уже не убывает, а, напротив, возрастает.
Авторы выдвигают в качестве гипотезы следующее предположение о
механизме рождения полоидальных образований. В процессе формирования
горячей точки образуется плазменный объект с линейными размерами l ≈ 10 −5 м,
плотностью частиц n ≈ 10 28 м-3 и электронной температурой T = 10 3 − 10 4 эВ.
Указанный микрообъект является продуктом развития перетяжки столба
плазмы, поэтому одновременно с ним формируется растущая как в радиальном
257
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
так и осевом направлениях каверна в более холодной T = 25 − 50 эВ и менее
плотной n ≈ 10 26 м-3 плазме пинча, сформировавшегося на предыдущей стадии
процесса пинчевания. В результате снижения проводимости плазмы горячей
точки из-за появления аномального сопротивления происходит ее разогрев и
быстрое расширение. Таким образом, каверна, образованная в столбе
относительно холодной и плотной плазмы оказывается заполненной магнитным
полем, а также горячей и относительно разреженной плазмой. Наружный вход в
каверну захлопывается за счет потока ионов извне и диффузии плазмы поперек
магнитного поля на краях каверны. Образуется замкнутая полость в теле пинча,
образованного на стадии, предшествующей формированию горячей точки.
Время существования полости ограничено временем диффузии магнитного
поля из вне в полость. Затем из-за нарушения баланса газокинетического и
магнитного давлений горячая плазма, заполняющая полость, разрушает ее
стенки и вытекает за пределы полости, двигаясь поперек магнитного поля.
Проведенные численные оценки показали, что предлагаемая гипотеза
механизма образования замкнутых полостей в плазме пинча имеет право на
существование.
ЛИТЕРАТУРА
[1]В.А.Веретенников, В.А. Грибков,Э.Я. Кононов и др. Физика плазмы. Т.
7. № 2. (1981)455.
[2]В.А.Веретенников,А.Е. Гурей, Т. Писарчик и др. Физика плазмы. Т. 16.
№ 7. (1990) 818.
[3]А.В.Браницкий,В.Д.Вихарев,А.К. Касимов и др. Физикаплазмы. Т. 18.
№ 2. (1992) 245.
[4] D.H. Kalantar, D.A. Hammer, A.W.DeSilva. Rev. Sci. Instrum. V. 68.
№7.(1997) 2725.
[5] М.С. Аверин, О.А. Башутин, Е.Д. Вовченкоидр. ПТЭ. 2(2004) 82.
[6] А.П. Кузнецов, О.А. Башутин, О.А. Бялковский и др. Физика плазмы.
Т. 34. № 3. (2008) 219.
[7] В.В.Вихрев,Е.О. Баронова.Прикладная физика. 5 (1999) 71.
[8] В.В.Вихрев,В.В. Иванов, К.Н.Кошелев.Физика плазмы. Т. 8. №
6.(1982) 1211.
258
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
МОДЕЛИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКОГО
ИЗЛУЧАЮЩЕГО РАЗРЯДА ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ В ПАРАХ ЦЕЗИЯ
Бакшт Ф.Г., Лапшин В.Ф.
Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, 194021, С.Петербург, Политехническая ул., 26.
Петербургский государственный университет путей сообщения, 190031,
С.-Петербург, Московский пр., 9.
[email protected] , [email protected]
В
настоящей
работе
выполнено
моделирование
импульснопериодического разряда (ИПР) высокого давления в цезии. ИПР в цезии
рассматривается здесь, прежде всего, в связи с возможностью его
использования в качестве источника видимого излучения с непрерывным
спектром [1,2]. Такой разряд реализуется в сапфировой трубке c внутренним
радиусом R ~ 2÷3мм. При этом, в установившемся режиме горения, через
газоразрядную трубку периодически, с частотой
ν ~ 1000Гц, пропускается
импульс тока заданной формы амплитудой Imax ~ 10÷100А [3]. Для
моделирования ИПР используются уравнения переноса, вывод которых
основан на методике, изложенной в [4]. В условиях аксиальной симметрии и
локального термодинамического равновесия в плазме уравнения модели имеют
вид:
∂
1 ∂
[r (naVa + niVi )] = 0
( n a + ni ) +
∂t
r ∂r
,
ne = ni , ne ni = K (Te )na ,
(1)
(2)
∂
pa = na ni (Vi − Va )rai
∂r
,
∂
( pe + pi ) = ni na (Va − Vi )ria
∂r
,
(3)
(4)
∂ 3
(na + ni )k BTh  + 1 ∂ r  5 k BTh (naVa + niVi )  =

∂t  2
 r ∂r   2

∂T 
∂p
1 ∂ 
T
r (λa + λi ) h  − Vi e + Qae
+ QieT
r ∂r 
∂r 
∂r
,
∂ 3
 1 ∂  5

r  ne k BTeVe + na EaVa + ni EiVi  =
 ne k BTe + na Ea + ni Ei  +

∂t  2
 r ∂r   2

∂p 1 ∂
∂T
T
= σ e E z2 + Ve e +
rλe e + Qea
+ QeiT − Wrad
∂r r ∂r
∂r
,
=
R
I (t ) = 2π ∫ rσ e E z dr
0
.
(5)
(6)
(7)
259
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Здесь na , ni , ne – концентрации нейтральных атомов, ионов и электронов
соответственно, Va, Vi, Ve– радиальные средние скорости движения частиц,
K(Te) – константа ионизационного равновесия, pa, pi, pe – парциальные давления
компонент, Ta= Ti = Th , Те – температуры тяжёлых частиц и электронов, Ea –
усреднённая по распределению Больцмана энергия возбуждения атома, Ei –
энергия ионизации атома цезия,σ е – электропроводность плазмы, λ a, λi, λe –
парциальные коэффициенты теплопроводности, Ez – напряжённость
продольного электрического поля, Ria = nani(Va-Vi)ria – сила трения,
обусловленная наличием проскальзывания компонент a и i друг относительно
друга,
QαTe =
3me ne
k B (Te − Th )
mα τ eα
(α = a, i) – выделение тепла в газе тяжёлых частиц
QeTα = − QαTe
вследствие их столкновений с электронами,
, Wrad – потери энергии
из единицы объёма плазмы на излучение. Методика расчёта коэффициентовσ е,
−1
ria , λα и эффективной частоты столкновений τ eα описаны в [5]. При вычислении
радиационных потерь использовался метод прямого интегрирования [6]:
W ( r ) = ∫ Wλ dλ
Uλ
=
π
4
dθ
c ∫0
, Wλ = ckλ′ (U λP − U λ ) ,
π /2
∫
(8)
lW
 l
dl ′ 
dψ ∫ k λ′ I λP exp − ∫ k λ′
dl


cos
ψ
0
 .
 0
(9)
В выражении (9)θ и ψ – углы, определяющие направление луча, вдоль
которого выполняется интегрирование, UλP = 4πIλP/c , IλP = 2hc2λ-5[exp(hc/λkBTе)1]-1 - равновесная (планковская) спектральная интенсивность, с – скорость света
в вакууме, h – постоянная Планка, k'λ– коэффициент поглощения плазмы с
учётом свободно-свободных (ff), связанно-свободных (bf) и связанно-связанных
(bb) переходов электронов и с учётом поправки на вынужденное излучение:
0
(
)
k λ′ = k λ( ff ) + k λ( bf ) + k λ( bb ) [1 - exp(-hc/λk B Tе )] .
Подробное
описание
расчёта
k'λв
цезиевой плазме приведено в [2].
Граничные условия к уравнениям (1)-(6) включают в себя условия
симметрии на оси
∂na
∂r
=
∂ni
∂r
=0
∂Th
∂r
=0
∂Tе
, ∂r
=0
r =0
r =0
,
,
(10)
условие постоянства числа атомов цезия Na , приходящихся на единицу длины
трубки в течение импульса тока
r =0
r =0
R
N a = 2π ∫ r ( na + ni )dr
= const ,
(11)
и условие равенства температуры тяжёлых частиц плазмы Th и температуры
стенки θW :
0
1/ 4


qw

Th ( R ) = θ w = 
(
1
/
)
ε
σ
+
∆
R
R
w
SB


+
R
 ∆R 
qw ln1 +

λw
R 

.
260
(12)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
t per
1
qw =
∫
t
∂T 

 − λa h  dt
∂r  r = R

per 0
– средний за период поток тепла, падающий из
Здесь
плазмы на внутреннюю поверхность стенки трубки.
Граничное условие для температуры электронов на стенке можно
записать, приравняв поток энергии из плазмы, вносимый в неравновесный
пристеночный слой электронами, к потерям энергии электронов, связанными с
ионизацией атомов в этом слое и с преодолением задерживающего электроны
потенциального барьера eU0 в ленгмюровском слое [7, с. 80–93]:
∂T 
j
5
= i 0 (Ei + eU 0 + ∆Ee )
 ne k BTeVe − λe e 
∂r  r = R ≈ R
e
2
S
.
(13)
Здесь ji0 = eDani(Te(R))/Li2
– ионный ток, отводимый из
квазинейтральной плазмы на стенку, Li = (Daτi)1/2 , где Da = Di(1+Te/Th) –
коэффициент амбиполярной диффузии, τi – эффективное время ионизации.
ΔEe– тепловая энергия электронов, попадающих из плазмы на стенку [8], RS –
внешний радиус столба равновесной ЛТР-плазмы (RS ≈R>>Li>>li , li– длина
пробега иона в пристеночной области).
Для решения приведённых уравнений модели ИПР построена чисто
неявная разностная схема. При построении разностной схемы использовался
интегро-интерполяционный метод.
1/2
100
2
0,8
3
5
25000
3, 4
20000
Fλ , Вт/(м2нм)
отн. единицы
1,0
5
0,6
4
0,4
τR(λ)
Fλ
10
15000
10000
1
0,2
0,0
0,00
0,25
τR
5000
1
0,50
0,75
1,00
1,25
1,50
1,75
t / tp
Рис.1 Основные параметры плазмы: 1
– форма импульса тока I(t)/Imax , 2 –
напряжённость
продольного
электрического поля Ez(t)/Emax , 3 –
температура электронов на оси
Te(0,t)/Tmax , 4 – температура тяжёлых
частиц Th(0,t)/Tmax, 5 – полное
давление плазмы p(t)/pmax . Время
указано в единицах импульса t/tp .
Максимальные значения Emax =
195 В/см, Tmax= 5700 К, pmax=
1010 Торр.
0
400
600
λ , нм
800
1000
Рис. 2. Спектральный поток энергии Fλ ,
излучаемый столбом плазмы ИПР, и
радиальная оптическая толщина столба
τR(λ) в момент окончания импульса
тока.
261
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
На рис. 1 и рис. 2 приведены результаты расчётов ИПР в цезии для R = 2,5
см, ν = 1300Гц, амплитуды тока в импульсе Imax = 80 A, дежурного тока в
промежутке между импульсами I0 = 0,2 A. Количество цезия соответствовало
значению насыщающего давления у холодного конца трубки 430 Торр при
температуре 885 К.
Как видно из рис. 1, при относительно небольших значениях токов и
вкладываемой в разряд мощности, удаётся создать цезиевую плазму с
температурой ~ 5500-6000 К и концентрацией ne ~ 1017–1018см-3. Оптическая
толщина столба плазмы в видимой области спектра оказывается при этом ~ 1.
Такие параметры плазмы обеспечивают условия, при которых ИПР в цезии
является эффективным источником видимого излучения с непрерывным
спектром.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Ф.Г. Бакшт, В.Ф. Лапшин. Письма в ЖТФ23 (1997) в.24. с.40
[2] Ф.Г. Бакшт, В.Ф. Лапшин. ЖТФ72 (2002) в.7. с.100.
[3] Ф.Г. Бакшт, В.Б. Каплан, В.Ф. Лапшин, А.М. Марциновский. Письма в
ЖТФ35 (2009) в.23. с.17.
[4] С.И. Брагинский. Вопросы теории плазмы 1 (1963) 183.
[5] В.М. Жданов. Процесы переноса в многокомпонентной плазме.
ФИЗМАТЛИТ, Москва, 2009.
[6] Ф.Г. Бакшт, В.Ф. Лапшин. Успехи прикладной физики1 (2013) в.2. с.183.
[7] Ф.Г. Бакшт. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Вводный том.
Книга II. / Под ред. В.Е. Фортова. Наука, Москва, 2000. с. 80–93.
[8] Ф.Г. Бакшт, В.Ф. Лапшин. Прикладнаяфизика (2012) №1. с. 46.
MODELLING OF ARGON ATMOSPHERIC PRESSURE HIGH
FREQUENCY DISCHARGES
M. Atanasova, J. J. A. M. van der Mullen, G. Degrez, E. Benova
St. Kliment Ohridsi University of Sofia, Sofia, Bulgaria
Due to the ease of t heir use the variety of plasma sources at atmospheric
pressure is already immense. They alter in terms of c onstruction and operating
conditions – working gas, power, gas flow as well as in terms of pl asma
characteristics – electron temperature and de nsity, gas temperature. This work is
focused on modelling of a tmospheric pressure high frequency (HF) discharges
operated at relatively low power densities. Two types of devices are considered – the
radio frequency capacitively coupled plasma jet (RF CCP) and the microwave
discharge sustained by surface electromagnetic waves (SWD). Both of the considered
devices operate in argon at atmospheric pressure. However, the difference in the
frequency of t he power coupling mechanism induces a big difference in plasma
properties. This implies also that different modelling approaches have to be
employed.
262
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Both models follow the subdivision: configuration, transport and chemistry.
Configuration deals with the impact of the environment on t he plasma and thus
considers the shape and sizes of the plasma, the boundary conditions, the energy
coupling modus, and etc. Transport describes the transport of species, momentum and
energy in the plasma (and afterglow). Chemistry deals with the processes of creation
and destruction of plasma species and accounts their impact on the sources and the
coefficients that drive and facilitate transport.
A theoretical description of an RF CCP with the form of a shower head has
been built. This device is quite complex. Apart from the sheath structure, the
performance of t his plasma is also determined by the field augmentation and flow
acceleration in the holes together with the flow recirculation in between the plates.
The understanding of the concerted action of these phenomena was facilitated by
two-dimensional time-dependant modelling. The model allowed us to investigate the
role of the sheaths and space charge, the influence of the shower holes on the field
distribution and the effect of the flow on the species profiles.
An intrinsic characteristic of SWDs is the interplay between exciting wave and
resulting plasma. An adequate description requires a model accounting for these two
aspects in a self-consistent manner. By means of s uch model a st udy on the
propagation characteristics of the surface wave maintaining the plasma as well as on
the plasma characteristics is performed. The effect of t he geometry and the high
pressure conditions is examined.
THE ROLE OF DIFFERENT ELECTROMAGNETIC WAVE MODES
ON SUSTAINING THE COAXIAL DISCHARGE AT VARIOUS
CONFIGURATIONS
T. Bogdanov, E. Benova
St. Kliment Ohridsi University of Sofia, Sofia, Bulgaria
The electromagnetic wave travelling along a dielectric tube can produce
plasma inside the tube which is th e typical cylindrical plasma column of s urfacewave-sustained discharges. The cylindrical plasma column is studied in details. If
there is a metal cylinder at the tube axis, electromagnetic wave could produce plasma
also outside the dielectric tube [1, 2]. W e named this configuration coaxial
discharge.
The possible configurations depend on the radial distribution of different
materials like metal, vacuum, dielectric and plasma. We have studied two
configurations: metal–vacuum–plasma and metal–vacuum–dielectric–plasma.
The purpose of this work is to investigate theoretically the wave modes that
can produce and sustain plasma in these configurations. The basic relation in our
model is the local dispersion relation obtained from Maxwell’s equations [3]. The
plasma is axially inhomogeneous and the dispersion relation gives the so called phase
diagrams – dependence between the normalized plasma density and the
dimensionless wave number. From the behaviour of the phase diagrams at different
263
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
wave modes and discharge configurations we can obtain information about the ability
of the wave to sustain the plasma and about the wave and plasma characteristics.
References
[1]
E. Räuchle, J. Phys. IV France, 8 (1998) 99-108
[2] S. Gritsinin, I. Kossyi, N. Malykh, M. Misakyan, S. Temchin, and Y.
Bark, Preprint No 1, R ussian Academy of Sci ence, General Physics Institute,
Moscow, 1999
[3] Z. Neichev, E. Benova, A. GameroandA. Sola, J. Phys.: Conference Series
44, 133 (2006)
ION ENERGY MEASUREMENTS IN PLASMAS
Alexander N. Bykanov
Principal Scientist, Semiconductor Industry, California, USA
[email protected]
Ions play an important role in various processes associated with plasma
technologies. In some cases ions contribute to plasma debris, in other cases ions are
the basic particles producing the surface treatment. In a ll the cases ions need to be
characterized for a chieving certain technology benefits and making models for
simulation of t he surface treatment and interaction processes. The current
presentation summarizes practical experience of the author on development of
diagnostic tools and measurements of i ons in various plasma systems, from RF
discharge to high temperature laser produced plasmas.
Two types of ion energy spectrometers will be considered in the presentation:
dispersion system with direct ion motion dispersed by retarding potential, and system
with radial gradient of electric field and circular motion of ions in the spectrometer.
Laser produced plasma is a pulsed ion source and ion energy measurement is
possible due to analysis of time of fl ight of the ion. Hemispherical ion energy
analyzer allows for s eparation of i ons on both energies and masses for the pulsed
plasma sources. Using retarding potential for Faraday Cup detector in pulsed sources
allows for distinguishing of ions by charge state.
Most of the presentation is devoted to the development of ion energy analyzer
for RF plasma operating at pressure below 0.3Torr. Such plasma is used for material
treatment and ion energy characterization has a big practical use for the technology.
The tool was developed on t he base of di fferentially pumped Faraday Cup with
several grids installed on the ion path. The theory of operation of such a device is
considered. Experimental data include optimization of e ntrance aperture diameter,
potential of suppression grid and validation of the measured data in terms of ion
scattering on background gas and ion collecting angle. Two parameters were
introduced as integral metrics of the treatment process: these are ion density near the
electrode surface and normal ion density on t he electrode. Comprehensive study of
ion fluxes both in air and argon was conducted for the RF discharge at pressure in the
range from 0.01 to 0.5 Torr. Some of the experimental data were compared with
264
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
simulation results and show perfect correlation. The developed diagnostic tool may
be used for R F discharges at a pressure below 0.5Torr and may be modified for a
wider pressure range.
The presented results will have practical use in various technologies based on
plasma treatment and p lasma generation in semiconductor industry, material
processing and material science, development of new materials including composites,
plasma diagnostics and fundamental studies of various plasmas. The presented
theoretical consideration for data analysis may be used as a reference for students and
engineers specialized in development of diagnostic tools for plasma based
technologies.
KINETICS AND CHARACTERIZATION OF A LOW-PRESSURE
NITROGEN AFTERGLOW WITH OXYGEN IMPURITIES
Vasco Guerra,1 Soo-ghee Oh2and André Ricard3
1
Instituto de Plasmas e Fusão Nuclear, Instituto Superior Técnico,
Universidade de Lisboa, 1049-001 Lisboa, Portugal
2
Division of Energy Systems research, Ajou University, Suwon 443-749, Korea
3
Université de Toulouse, UPS, INPT, LAPLACE, 118 route de Narbonne, F31062, Toulouse, France
E-mail: [email protected]
Nitrogen discharges and their afterglows are interesting for a number of
applications, such as surface modification of materials, atmospheric plasma
chemistry, pollution abatement, or plasma sterilization. Understanding the elementary
processes ruling the concentrations of the different active species is a crucial step in
order to optimize any specific application. The nitrogen afterglow may be divided
into two regions. In the early (pink) afterglow, there is a raise in the concentrations of
several species after an initial decay [1–4] and a strong emission of the first negative
system. The kinetics of t he N2(B) in this zone is governed by re actions involving
vibrationally excited molecules, N2(X,v), as well as N2(A) and N2(C) molecules and
nitrogen atoms. The late (yellow) afterglow is dominated by the 3-body
recombination of N atoms, forming predominantly N2(B,v= 11) [5,6], and the first
positive system emission. Although the broad picture seems relatively well
established, the magnitude of the relevant rate coefficients and many details of the
kinetics are still surrounded by some uncertainties [7,8].
The nitrogen afterglow of an RF discharge operating at p=8 Torr and generated
in a quartz tube with inner diameter 6 mm, with the afterglow developing in a quartz
tube with i.d. 21 mm and in the presence of s mall oxygen addition, was recently
characterized by o ptical emission spectroscopy using line-ratio (actinometric)
methods [9,10]. In particular, the N and O atoms and the N2(A) metastable molecule
densities were determined in the early and late afterglows from the measurements of
the NO and N2 emission band intensities from the 1+,, 2+, NOg and NOβ systems, after
calibration by NO titration for the N–atoms.
265
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
In this work, the model developed in [7] is extended to investigate the
influence of small amounts of oxygen added into a nitrogen afterglow and interpret
the available and new results. It is shown that a very important effect is the
destruction of vibrationally excited molecules by O atoms, in V-T collisions and/or in
the NO formation reaction N2(X,v
≥13)+O→NO+N, which subsequently affec t the
chain of reactions taking place along the pink afterglow. The comparison of different
variants of the line-ratio method provides an estimation of the rate coefficient of the
latter reaction at low temperature.
Acknowledgement: VG was partially supported by FCT (PestOE/SADG/LA0010/2013)
[1] D.Blois, P.Supiot, M.Barj, A.Chapput, C.Foissac, O.Dessaux and
P.Goudmand, J. Phys. D: Appl. Phys.31 (1998) 2521.
[2] N.Sadeghi, C.Foissac and P.Supiot, J. Phys. D: Appl. Phys. 31 (2001) 1779.
[3] J.Amorim and Kiohara, Chem. Phys. Lett.385 (2004) 268.
[4] E.Eslami and N.Sadeghi, Eur. Phys. J. Appl. Phys. 43 (2008) 93.
[5] P.Mérel, M.Tabbal, M.Chaker, M.Moisan and A.Ricard, Plasma Sources
Sci. Technol.7 (1998) 550
[6] J.Levaton, J.Amorim and D.Franco, J. Phys. D: Appl. Phys.38 (2005) 2204.
[7] V.Guerra, P.A.Sá, and J.Loureiro, Eur. Phys. J. Appl. Phys.28 (2004) 125.
[8] Yu.A.Akishev, M.E.Grushin, V.B.Karal’nik, A.V.Petryakov and N. I .
Trushkin, Plasma Phys. Reports33 (2007) 757
[9] N.Kang, M.Lee, A.Ricard, and S.Oh, Curr. Appl. Phys.12 (2012) 1448–
1453.
[10] A.Ricard, S.Oh and V.Guerra, Plasma Sources Sci. Technol. 22 (2013)
035009.
НЕПРЕРЫВНЫЙ СПЕКТР ИЗЛУЧЕНИЯ ОБЛАСТИ
ОТРИЦАТЕЛЬНОГО СВЕЧЕНИЯ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА НИЗКОГО
ДАВЛЕНИЯ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
Пинаев В.А., Уланов И.М.
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт
теплофизики им. С.С. Кутателадзе СО РАН, 630090, г. Новосибирск.
E-mail: [email protected], [email protected]
Введение
Как показали исследования [1-3], излучение непрерывного спектра
положительного столба тлеющего разряда (ТР) определяется группой основных
электронов и хорошо описывается теорией тормозного излучения. Данные
исследования были выполнены при средних и повышенных давлениях разряда
(p ~ 1÷100 торр), когда положительный столб занимает практически всю длину
тлеющего разряда, а функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ)
слабо отличается от максвелловской.
266
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
С понижением давления напряжение на разряде увеличивается, что также
приводит к увеличению длины релаксации пучка быстрых электронов
ускоренных в катодном слое, а соответственно и протяжённости области
отрицательного свечения (ОС) тлеющего разряда. В этом случае, сильно
неравновесная плазма ОС имеет значительную протяжённость и удобна для
экспериментального исследования.
Измерение ФРЭЭ в области отрицательного свечения показали наличие
нелокального энергетического спектра электронов [4, 5]. Помимо основной
группы медленных электронов, имеющих функцию распределения максвелла в
интервале 5-6 kTe [6], присутствует группа так называемых вторичных
электронов и высоко энергетичный пучок с энергией порядка потенциала
катодного падения Ufall.
Данная работа посвящена влиянию роли нелокальности энергетического
спектра электронов в области отрицательного свечения на формирование
непрерывного спектра излучения тлеющего разряда.
Экспериментальные результаты
Подробное описание экспериментальной установки и методов измерений
можно найти в работе [7].
Наложении продольного магнитного поля на ТР низкого давления (p< 1
торр) приводит к сжатию разряда в поперечном сечении, при этом напряжение
Ud соответствующие заданному значению разрядного тока Id уменьшается
(рис.1). Уменьшение потерь заряженных частиц на стенке, вследствие
уменьшения коэффициента амбиполярной диффузии поперёк магнитного поля,
приводит к увеличению температуры Te и плотности ne электронов основной
группы (рис.2 а); измеренная интенсивность излучения непрерывного спектра
Jλexp также возрастает (рис.2 б).
б)
3.5
а)
1.0
3.0
Напряжение, кВ
0.8
S(H)/S(0)
2.5
0.6
2.0
He
H2
0.4
10 Па
20 Па
30 Па
40 Па
70 Па
200 Па
1.5
1.0
0.2
0.5
0.0
0
200
400
600
800
Гс
H,
1000
1200
1400
0.0
0
200
400
600
800
H, Гс
1000 1200 1400
Рис. 1. а) Зависимость поперечной сечения ТР от магнитного поля. p= 20 Па, Id=
10 мА. Расстояние от катода 38 см. б) Зависимость напряжения ТР от
напряжённости магнитного поля при Id= 10 мА.
Из всего многообразия процессов взаимодействия электронов с атомами
и молекулами, способных приводить к излучению электромагнитного кванта в
непрерывный спектр, основным процессом, при данных условиях ТР, является
267
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
а)
Т ,
е
э
В
3
nм
,
с
e
Спектральная плотность, эрг см-1 с-1
тормозное излучения электрона на нейтральных частицах [6]. Оценка
интенсивности
излучения
других
процессов
(фоторекомбинация,
фотоприлипание, тормозное излучение на ионах) показывает [8], что в
исследуемой плазме ТР, где плотность электронов лежит в интервале ne~109–
1010 см-3 (степень ионизации δ ~ 10-7- 10-5), их интенсивность на три и более
порядка меньше и может не учитываться.
-3
2x1011
1x1011
2
5x1010
1
Te
ne
0
1400
0
0
200
400
600
800
1000
1200
Hс,
Г
б)
107
106
105
104
Jλexp
Jλ
Jλbrems
103
102
101
100
0
200
400
600
H,
Г
с
800
1000 1200 1400
Рис. 2. а) зависимость Te, ne от напряженности магнитного поля, б)
спектральная плотность излучения разряда Jλexp и рассеяния электронов на
нейтральных частицах Jλ, Jλbrems при λ = 532 нм отмагнитного поля. He, p= 20
Па, Id= 10 мА. Расстояние от катода 38 см.
Согласно выводам классической электродинамики, спектральная
плотность излучения электронов в результате рассеяния на нейтральных
частицах Jλ в спектральный диапазон λ, λ+dλ может быть записана в
следующем виде [8]:
J λ dλ =
32π
3
e2  m 


c 2  2πkTe 
3/ 2
∞
ne
4
∫ v ν m ( v) e
−
mv 2
2kTe
dv
v min
dλ
λ2
эрг/(см ⋅ с),
(1)
где νm – эффективная частота столкновения электрона с нейтральной частицей,
vmin = (2hc/(mλ))1/2- наименьшая скорость электрона, при которой он способен
излучить световой квант с энергией hc/λ. Точный квантово-механический
расчёт данной величины приводит к следующему выражению [3]:
J λ brems dλ = 3.1 ⋅10 − 2

ne N (kTe ) − 3 / 2
3
/
2
m c
ε
hc
dλ

+ (ε − )σ tr (ε ) e kTe dε
λ

λ2
−
∞
∫
ε (ε −
ω
hc 
hc
) εσ tr (ε − ) +
λ 
λ
эрг/(см ⋅ с),
(2)
где N – концентрация атомов, ε =mv2/2 - энергия электрона, σtr(ε) –
транспортное сечение упругих столкновений. Следует заметить, что при
выводе формул (1), (2) предполагалось наличие максвелловской ФРЭЭ.
268
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Сравнение результатов расчёта Jλ, Jλbrems в области ОС выполненного по
данным (рис. 2а) с экспериментально измеренным значением Jλexp представлено
на (рис. 2б).
Моделирование энергетической релаксации пучка быстрых электронов
Для оценки вклада пучка в формирование непрерывного спектра
электронов был проведён расчёт функции распределения электронов пучка по
энергиям (ФРЭПЭ). Расчёт ФРЭПЭ в отрицательном свечении, осуществлялся
методом Монте-карло, считая что 1) из катодного слоя в ОС поступает
моноэнергетичный пучок с энергией Ufall, 2) главным каналом потери энергии у
пучка являются ионизационные столкновения, 3) основным источником
рассеяния являются упругие столкновения электронов пучка с нейтральным
газом, 4) при попадании электрона на стенку происходит его рекомбинация.
Результаты расчёта ФРЭПЭ по длине разряда представлены на рис. 3.
Рис. 3. а) ФРЭПЭ нормированная на своё максимальное значение Fmax.
б) Распределение плотности пучка nbeam по длине разряда. He, p = 70 Па.
С помощью полученных результатов моделирования был вычислен
вклада ФРЭПЭ в формирование непрерывного спектра. Варьирование
плотности пучка nbeam в пределах 106-107 см-3 показало, что вклад ФРЭПЭ в
непрерывный спектр может быть сравним с основной группой электронов, но
по-прежнему на 1-2 порядка уступает экспериментально измеренному
значению. Для полного же совпадения экспериментально измеренного значения
непрерывного спектра с расчётной величиной необходима крайне высокая
плотность пучка, сравнимая с концентрацией электронов основной группы.
Заключение
Получены новые результаты по излучению в видимой области
непрерывного спектра тлеющего разряда низкого давления. Особый интерес
вызывает сильное различие между измеренной величиной спектральной
интенсивности непрерывного спектра и расчетной величиной тормозного
излучения электрона на нейтральных частицах. Измерения превышают расчет
на 2–4 порядка. Рассмотрены все элементарные процессы, дающие вклад в
светимость непрерывного спектра. Показано, что при исследованных
параметрах тлеющего разряда (ne~109–1011 см-3, степень ионизации δ ∼ 10-7–10-5)
основной вклад в непрерывный спектр должно давать тормозное излучение
269
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
электрона на атоме. Вклад пучка высоко-энергетичных электронов в
формирование непрерывного спектра не может объяснить экспериментально
наблюдаемого значения. Для корректного учёта нелокальности энергетического
спектра электронов в отрицательном свечении тлеющего разряда необходимо
знание точного вида ФРЭЭ с учётом группы вторичных электронов, которая
вероятно и вносит основной вклад в формирование непрерывного спектра
излучения области отрицательного свечения тлеющего разряда.
Список литературы
1. Ю. Б. Голубовский, А. К. Зинченко, Каган Ю.М. ЖТФ. 47 (1977) 1478.
2. Ю. Б. Голубовский, В. А. Иванов, Каган Ю.М. Оптика и спектроскопия.35
(1973) 213.
3. Каган Ю.М., Христов Н.Н. Оптика и спектроскопия.27 (1969) 710.
4. GillP., WebbC. E. J. Phys. D.: Appl. Phys.10 (1977) 299.
5. Jorge J. Rocca, Zeng qi Yu, George J. Collins. J. Appl. Phys.54 (1983) 131.
6. Солнцев Г.С, Орлов А.И., Довженко В.А. Радиотехника и электроника.9
(1970) 1980.
7. Уланов И.М., Пинаев В.А. ТВТ.52 (2014) 30.
8. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Интелект, 2009.
ДИАГНОСТИЧЕСКИЙ КОМПЛЕКС ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ
ПАРАМЕТРОВ КОРПУСКУЛЯРНЫХ ПОТОКОВ ИЗ ИОННОГО
ИСТОЧНИКА ГАЗОНАПОЛНЕННОЙ НЕЙТРОННОЙ ТРУБКИ
Долгов А.Н., Марков В.Г., Окулов А.А., Прохорович Д.Е.,
Садилкин А.Г.
Всероссийский научно-исследовательский институт автоматики им.
Н.Л. Духова (ВНИИА), Россия, 127055, Москва, ул. Сущевская, д. 22,
[email protected]
Пучки ионов нашли широкое применение при решении самых
разнообразных прикладных задач [1 – 5]. Формирование ионного пучка из
корпускулярного
потока,
экстрагируемого
из
ионного
источника,
обеспечивается применением ионно-оптической системы, отвечающей целям
решаемой задачи. Для эффективного решения поставленной задачи требуется
осуществить согласование и оптимизацию рабочих характеристик как
источника, так и ионно-оптической системы, что подразумевает совершение
некоторого итерационного процесса методами физического и математического
моделирования.
Целью представляемой работы явилась разработка и экспериментальная
адаптация методов диагностики параметров корпускулярных потоков на
выходе из ионного источника для определения начальных условий при
270
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
проведении математического моделирования транспортировки пучка в ионнооптической системе.
В качестве источника ионов был использован источник пеннинговского
типа с холодным катодом. Источник размещался в вакуумной камере, которая
могла быть откачана контролируемым образом до минимального давления 10-5
Тор. Система напуска газа позволяет создавать и поддерживать рабочую среду
разряда (дейтерий, аргон). Средства диагностики устанавливались в вакуумной
камере на выходе ионного источника через шлюзовой ввод.
Измерение электронной температуры и ионной концентрации в плазме,
эмитируемой ионным источником, выполнено зондовым методом. Эксперимент
заключался в измерении тока, протекающего через одиночный ленгмюровский
зонд при подаче на него различных потенциалов смещения относительно
заземленных стенок вакуумной камеры, т.е. в снятии зондовой вольтамперной
характеристики (ВАХ). Простота технических средств и эксперимента
являются несомненными достоинствами зондового метода [6]. Примеры
типичных зарегистрированных ВАХ зонда (мишени) при различных давлениях
рабочего газа (аргон) приведены на рис. 1, где IP – ток разряда, UP – напряжение
горения разряда, UC – потенциал катода. Как видно из представленных
графиков ионный и электронный токи достигают насыщения. Согласно
методике обработки ВАХ [7] необходимо определить ионный ток насыщения,
экстраполировать его зависимость от потенциала зонда (мишени) из области
отрицательных потенциалов в переходную область (крутую часть ВАХ), а
затем из полного тока на зонд в крутой части ВАХ выделить электронную
составляющую. По зависимости выделенной электронной составляющей тока
на зонд от его потенциала, исходя из экспоненциального характера
зависимости, была определена электронная температура плазмы, проникающей
за пределы ионного источника, которая составила величину Te ≈ 5 эВ . Сделана
оценка ионной концентрации плазмы, величина которой составила ni ≈ 108 см −3 .
Рис. 1. Типичные ВАХ одиночного ленгмюровского зонда: 1 – P = 5·10-4
Тор; IP = 20 мкА;UP = 1,7 кВ; UC = 4,5 кВ; 2 – P = 2,5·10-4 Тор; IP = 20 мкА; UP =
1,5 кВ; UC = 2 кВ.
Исследование энергетического спектра ионного потока осуществлялось
методом задерживающего потенциала с помощью трехэлектродного сетчатого
зонда (рис. 2), размещаемого на выходе ионного источника. Зонд состоит из
271
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
плоского коллектора К и двух сеток (сетчатых электродов) С1 и С2. На сетку С2
подается значительный отрицательный потенциал относительно плазмы,
достаточный для того, чтобы воспрепятствовать попаданию электронов из
плазмы на коллектор. Ионы же, напротив, ускоряются, попадая внутрь зонда.
Такой процесс называют разрывом плазмы. Между коллектором и сеткой С2
подаётся анализирующая (тормозящая ионы) разность потенциалов. До
коллектора доходят лишь те ионы, энергии которых достаточно для
преодоления анализирующей разности потенциалов. Меняя потенциал
коллектора можно измерить интегральную кривую задержки ионного потока,
из которой дифференцированием определяется распределение ионов по
энергиям. Точнее сказать определяется распределение ионов по той компоненте
кинетической энергии, которая обусловлена движением параллельно оси зонда.
Сетка С1 необходима для экранирования плазмы от потенциала сетки С2.
Потенциал сетки С2отрицателен по отношению к потенциалу коллектора и
поэтому является тормозящим для вторичных электронов, появляющихся на
поверхности коллектора за счет воздействия анализируемого корпускулярного
потока.
На рис. 3 представлены экспериментальные ВАХ коллектора
трехэлектродного зонда при различных значениях потенциала сетки С2. Вид
полученных зависимостей позволяет сделать вывод о том, что потенциал
второй сетки UC2 = – 60 В является достаточным, для разрыва плазмы.
Поведение ВАХ на левом крутом участке (кривые б и в на рис. 3) может,
вероятно, быть обусловлено влиянием потока электронов из плазмы и
вторичных электронов с сеток, а также частичным переключением разрядного
тока ионного источника на электроды анализирующего зонда. При дальнейшем
увеличении потенциала коллектора достигается ток насыщения вторичными
электронами с сеток и плазменными электронами из области разряда и,
следовательно, указанные факторы не могут влиять на формирование правой
крутой части ВАХ, находящейся в диапазоне от 1,5 до 2,0 кВ. Поэтому с
достаточным основанием можно полагать, что правая крутая часть ВАХ
является интегральной тормозной характеристикой ионной компоненты
корпускулярного потока.
Процедура восстановления функции распределения ионов по
направленным энергиям подробно изложена в работе [8]. Применяя результаты
указанной работы к измерениям с помощью трехэлектродного зонда
(тормозящая разность потенциалов прикладывается между коллектором и
заземленным электродом, съем сигнала в токовом режиме производится с
коллектора), получим функцию распределения ионов по направленным
кинетическим энергиям (кривая г на рис. 3). Отметим, что средняя энергия
ионов оказалась заметно меньше величины eUa.
272
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 2. Схема трехэлектродного электростатического зонда: C1 и C2 –
сетчатые электроды, К – коллектор ионов.
Для измерения интегрального тока ионов, испускаемого источником
пеннинговского типа, и изучения радиального распределения плотности тока
(т.е. в плоскости поперечного сечения ионного потока) была использована
сборка параллельных цилиндров Фарадея, перекрывающих практически
полностью поперечное сечение ионного потока. С целью подавить влияние
вторичной электронной эмиссии цилиндры Фарадея помещались во внешний
заземленный экран, а также минимизировался телесный угол, под которым
наблюдается входное отверстие с собирающего торца цилиндра. Поэтому
цилиндры Фарадея находились под специально подобранным, достаточно
высоким отрицательным потенциалом смещения относительно экрана для
отсечки
электронной
компоненты.
По
результатам
измерения
пространственного распределения плотности ионного тока осуществлена
оценка величины телесного угла, в пределах которого распространяется поток
ионов, и определен угол расходимости потока, составившего величину φ ≈
10 угл. град.
Рис. 3. ВАХ коллектора при потенциалах анода Ua = 2,4 кВ и второй
сетки: (а) – UC2 = 0;(б) – UC2 = – 60 В;(в) – UC2 = – 150 В; (г) – функция
распределения ионов по направленным кинетическим энергиям.
273
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Работа поддержана грантом РФФИ № 12-02-13510-офи_м_РА.
ЛИТЕРАТУРА
[1] Ю.Д. Клебанов, С.Н. Григорьев. Физические основы применения
концентрированных потоков энергии в технологии обработки материалов.
Серия: Технология, оборудование и автоматизация машиностроительных
производств. Издательство МГТУ «Станкин», 2005.
[2] V.A. Shulov, G.E. Remnev, N.A. Nochovnaya, A.I. Ryabchikov. Surface
and Coating Technology. 99 (1997) 74.
[3] Nau Yao, Zhong Lin Wang. Hand book of microscopy for nanotechnology.
Boston: Kluwer Academic Publishers. 2005.
[4] А.А. Голубев, В.Б. Минцев. Атомная энергия. 2 (2012) 124.
[5] Г.И. Кирьянов.
Генераторы быстрых нейтронов. М.:
Энергоатомиздат, 1990.
[6] И.В. Визгалов. Методы генерации и диагностики плазмы.
Лабораторный практикум. МИФИ, Москва, 2008.
[7] А. П. Ершов. Метод электрических зондов Ленгмюра. Описание
задачи спецпрактикума. М.: Физический факультет МГУ, 2007.
[8] В.Г. Марков, Д.Е. Прохорович, А.Г. Садилкин, Н.Н. Щитов. Успехи
прикладной физики. 1 (2013) 22.
МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЛАЗМЫ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА С ПОЛЫМ
КАТОДОМ
Рамазанов К.Н., Золотов И.В., Рамазанов И.С.
Уфимский государственный авиационный технический университет,
Россия, 450000, г. Уфа, ул. К. Маркса, 12. E-mail: [email protected]
В тлеющем разряде с катодом, имеющем полость, при определенных
значениях давления газа и напряжения возникает эффект полого катода (ЭПК)
[1], при котором параметры разряда и плазмы резко изменяются. Данный
эффект применяется во многих областях науки и техники (источники плазмы,
спектральный анализ, газовые лазеры, ионно-плазменная обработка и др.),
поэтому исследование плазмы тлеющего разряда с ЭПК является важной
задачей, решение которой позволит совершенствовать существующие и
разрабатывать новые технологии.
В работе представлены результаты компьютерного моделирования
тлеющего разряда с полым катодом.
Создана компьютерная модель газового разряда в аргоне с дисковыми
электродами, давление газа P=133 Па. Полый катод образован установкой сетки
толщиной 1 мм под катодным потенциалом на расстоянии 5 мм от катода. В
результате между дисковым электродом и сеткой образуется полость с
повышенной концентрацией заряженных частиц [1]. Параметры плазмы были
274
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
рассчитаны при различной разности потенциалов на электродах от 400 до
700 В. Геометрические параметры модели представлены на рис. 1.
Рисунок 1. Схема модели
При моделировании использовалась жидкостная модель плазмы [2, 3].
Концентрация электронов находилась из решения уравнений:
∂
(ne ) + ∇ ⋅ Γe = Re − (u ⋅ ∇)ne
∂t
;
Γe = −( µ e • Ε)ne − D e • ∇ne ,
где ne – концентрация электронов (1/м3), Re – приведеная скорость электронов
(1/(м3•с)), Ге – вектор электронного потока, μe – подвижность электронов
(м2/(В•с)), E – электрическое поле (В/м), De – скалярный тензор диффузии
электронов (м2/с) и u – скорость жидкостного течения (м/с).
Исходные коэффициенты для уравнений указанных процессов в плазме
находились с использованием коэффициентов скоростей реакций. Выражение
для исходных коэффициентов реакций:
M
Re = ∑ x j k j N n n e
,
где xj – молярная доля рассматриваемых частиц в реакции j, kj – коэффициент
скорости реакции j (м3/с) и Nn – общая концентрация нейтральных частиц
(1/м3).
Изменение энергии электрона есть сумма изменений энергий по всем
реакциям:
j =1
p
Rε = ∑ x j k j N n ne ∆ε j
,
где Δεj – изменение энергии в реакции j (В). Коэффициенты скоростей реакций
могут быть найдены с помощью интеграла:
j =1
∞
k k = γ ∫ εσ k (ε ) f (ε )dε
,
где γ = (Кл/м) (C /кг ), me– масса электрона (кг), ε- энергия (В), σk –
эффективное сечение процесса (м2) и f – функция распределения энергии
электронов. В нашем случае используем максвелловское распределение.
0
1/2
1/2
1/2
275
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Для остальных частиц (ионов и атомов) решается следующее уравнение:
ρ
∂
( wk ) + ρ (u ⋅ ∇) wk = ∇ ⋅ j k + Rk
∂t
,
где jk – вектор диффузионного потока, Rk – приведенная скорость для частиц k
(кг/(м3·с)), u – усредненная по массе скорость потока (м/с), ρ – плотность смеси
(кг/м3) и wk - массовая доля k-тых частиц.
Граничные условия для электронного потока:

1
− n ⋅ Γe =  ve,th ne  − ∑ γ p (Γ p ⋅ n)
 p
2
,
и потока энергии электронов:

5
− n ⋅ Γε =  ve,th nε  − ∑ ε p γ p (Γ p ⋅ n)
 p
6
.
Для остальных частиц:
− n ⋅ j k = M w Rk + M w c k Zµ k (E ⋅ n)[Z k µ k (E ⋅ n) > 0] .
Двухмерная задача по определению параметров плазмы в центральном
сечении разряда решалась с помощью программного пакета для расчета
физических процессов методом конечных элементов «ComsolMultiphysics».
При больших напряжениях разряда (в условиях проявления ЭПК) в
полости имеет место повышенная концентрация электронов. Максимум
17 -3
м . Это обусловлено наличием в ней
концентрации составил ×10
1,1
осциллирующих вторичных электронов и электронов, появившиеся в
результате актов ионизации. В прикатодной области электронная плотность
снижается, что объясняется воздействием тормозящего электрического поля
пространственного заряда, окружающего катод и экран [2].
На рис. 2 изображено полученное в результате моделирования
распределение концентрации ионов в катодной полости.
Рисунок 2 – Распределение концентрации ионов в катодной полости
Анализ полученного распределения показал рост концентрации ионов в
центральной области полости. Максимум плотности ионов составил 3,2×1016 м-3
276
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Также в результате расчетов были получены распределения
концентрации и средней температуры электронов, потенциала плазмы,
скоростей плазмохимических процессов. Анализ полученных данных показал
высокую плотность электронов с большими энергиями в центральной области
полости, что приводит к ускорению ионизации и других процессов.При
увеличении напряжения разряда эта область увеличивается. Это также
объясняет резко растущий характер ВАХ разряда с ЭПК. (рис. 3)
Рисунок 3. Вольтамперная характеристика смоделированного разряда
Анализ полученных в результате моделирования вольтамперных
характеристик разрядов с сеткой и без нее показал увеличение тока разряда с
ЭПК, причем прирост тока пропорционален напряжению разряда. При низких
напряжениях (порядка 300 В) ЭПК в разряде с полым катодом не проявляется,
и токи обоих разрядов равны.
Выводы.
Создана компьютерная модель плазмы тлеющего разряда с полым
катодом, образованным при помощи сетчатого экрана. Адекватность созданной
модели подтвердилась путем проведения зондовой диагностики плазмы.
Компьютерное моделирование показало неравномерность распределения
плазмохимических реакций в катодной полости. Максимальная интенсивность
реакций ионизации и возбуждения атомов аргона приходится на центр сечения
полости и составляет 1,38 моль/(м3·с).
ЭПК позволяет добиться увеличения плотности плазмы вблизи
поверхности катода в 1,75 раз.
Установлено, что ЭПК приводит к повышенной концентрации
заряженных частиц в центральной области катодной полости в полости, что
является причиной увеличения тока разряда в 2-3 раза.
ЛИТЕРАТУРА
1. Москалев Б.И. Разряд с полым катодом / М.: «Энергия», 1969.184с.:ил.
277
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
2. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. Установившийся ток / под
ред. Л.А. Сена и В.Е. Голанта. — М.: «Наука», 1971. — 543 с.: ил.
4. Ф. Чен. Введение в физику плазмы / Пер. с англ. — М.: Мир, 1987. —
398 с.:ил.
3. N. Baguer, A. Bogaerts, R. Gijbels. Hollow cathode glow discharge in He:
Monte Carlo–Fluid model combined with a transport model for the metastable atoms.
// Journal of applied physics, 2003, с. 47-55.
МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ФОРМИРОВАНИЯ РАЗРЯДА
НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ С НАКАЛЕННЫМ КАТОДОМ
Юдаев Ю.А.
Рязанский государственный агротехнологический университет,
Россия, Рязань, ул. Костычева, д[email protected]
Предлагаемая модель основана на рассмотрении поведения потоков
заряженных частиц: электронов и ионов в электрическом поле [1,2].
Применение данного метода в системах, в которых расстояние между
электродами соизмеримо с диаметром разрядного канала и наполненных
однокомпонентным газом при низком давлении, позволяет получать
количественные
результаты,
которые
хорошо
согласуются
с
экспериментальными данными.
При моделировании учитывалось, что основным источником свободных
электронов в газе является накаленный катод. Процессы токопрохождения
рассматривались в условиях характерных для ГРКТ низкого давления:
расстояние между катодом и анодом dka≈ 1 см, p ≤ 0,5 Торр; диаметры
электродов D>dka. Минимальная длина свободного пробега электронов в этих
условиях составляет λе ≈ 5 мм.
При создании алгоритма учитывалось, что:
разрядный ток не превышает тока эмиссии с катода iр ≤ikmax (свободный
режим работы катода);
величина межэлектродного тока ограничивается объемным зарядом
dU
= 0;
электронов у катода
dz z =0
скорость движения ионов и электронов определяется электрическим
полем и столкновительными процессами между частицами;
ионизация газа осуществляется электронами, вышедшими с поверхности
накаленного катода;
распределение потенциала в межэлектродном пространстве определяется
напряжением на электродах и объемными зарядами ρe(r), ρi(r) компонентов
формирующейся плазмы газового разряда;
электрический ток в промежутке в любой момент времени согласован с
током во внешней цепи;
278
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
импульс прикладываемого к аноду напряжения имеет конечную скорость
нарастания во фронте;
изменения параметров формирующейся плазмы по осям r и ϕ
пренебрежимо малы (gradr(f(ξ1, ξ2, ξ3, ... ξn)) → 0; gradϕ(f(ξ1, ξ2, ξ3, ... ξn)) → 0).
Моделирование осуществлялось при использовании следующих
взаимосвязанных уравнений:
∂ 2U ( z )
ρ( z )
=
−
,
(1)
εε 0
∂z 2
(2)
ρ( z ) = ρ i ( z ) + ρ e ( z ) = e(ni ( z ) − ne ( z )) ,
(3)
j ( z ) = j e ( z ) + ji ( z ) ,
_
je ( z ) = ene ( z ) V e ( z ) ,
(4)
_
ji ( z ) = eni ( z )Vi ( z ) .
(5)
Распределение электрического поля на каждом временном шаге ∆t
подчиняется уравнению Пуассона (1). Пространственный заряд электронов и
ионов ρe(z), ρi(z) в процессе моделирования изменяется в пространстве и
времени. Отрицательный пространственный заряд создают электроны,
вышедшие с катода - ρe1, и образовавшиеся в результате ионизации молекул
газа - ρe2, (вторичные электроны):
_
ρ e ( z ) = ρ e1 ( z ) + ρ e 2 ( z ) , ρ e1 ( z ) = je (t ) / Ve ,
(6)
_
где Ve - средняя скорость электронов.
На этапе формирования разряда учитывалось, что je (z) >>ji(z), поэтому j ≈
je .
Средняя скорость электронов, вышедших с катода, определяется
выражением:
_
Ve = k e (2eU ( z ) / me )1 / 2 ,
(7)
где:e и me заряд и масса электрона соответственно;ke – поправочный
коэффициент, определяющийся методом Монте-Карло и учитывающий
процессы взаимодействия электронов с молекулами газа. В зависимости от
давления газа и распределения электрического поля ke имеет значения от 0,05
до 1,0.
При достижении электронами энергии достаточной для ионизации в
межэлектродном пространстве начинаются образовываться ионы и вторичные
электроны. На участке протяженностью zi - z (zi – координата точки
пространства в которой начинается ионизация газа) начинают образовываться
вторичные электроны. На временном шаге ∆t, приведенный к промежутку zi – z
объемный заряд, создаваемый вторичными электронами, определяется
выражением:
279
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
z
∫
_
jek Qi 0 (V e ( z )) p
dz ,
при z ≥ zi,
(8)
1/ 2
2
(
)
/
k
eU
z
m
z e
e
где Qi0 - приведенное сечение ионизации газа при единичном давлении: Qi0 > 0,
при z ≥ zi и Qi0 = 0 при z<zi; p - давление газа.
При разбиении пространства катод-анод на n участков Δz, и с учетом
ρe2 =
i
_
того, что каждый участок характеризуется своим средним значением Q i 0 ,
количество заряженных частиц одного знака образовавшихся на участке с
площадью S:
_
N (∆z n ) =
_
je Q i 0 (V e ( z )) pS
1/ 2
∆z 2 .
(9)
ek e 2eU ( z ) / me
Учитывая время воздействия электронного потока на молекулы газа на
участке Δzn = VeΔt (9) преобразуется к виду:
_
_
j Q (V e ( z )) pS∆z∆t
N 2e,i (∆z n ) = e i 0
e
_
или
n2e (∆z n ) =
_
je Q i 0 (V e ( z )) p∆t
,
e
_
(10)
(11)
_
(12)
ρ 2e (∆z n ) = je Q i 0 (V e ( z )) p∆t .
Концентрация образовавшихся ионов ni на интервале ∆tkпринималась
равной концентрации вторичных электронов ne2, образовавшихся в n-ом
элементе ∆zn:
(13)
ni (∆z n ) = ne 2 (∆z n ) .
При
моделировании учитывалось, что ионизация в промежутке
начинается, когда энергия электронов We станет достаточной для ионизации
газа. Уравнение Пуассона (1) с учетом различных условий, приведенное к
текущему k-му квазистационарному состоянию на временном шаге Δtk
принимает вид:

jek
∂ 2U k ( z ) 1 
, приWe<Wi,
= 
2
1/ 2 
ε 0  k e (2eU k ( z ) / me )
∂z

_
_
jek
∂ 2U k ( z ) 1 
(14)
j
Q
(
V
=
+
e ( z )) p∆t k

ek
i0
ε 0  k e (2eU k ( z ) / me )1 / 2
∂z 2
_
_
k

− ∑ jem Q i 0 (V e ( z )) p∆t k  , приWe>Wi.
m =1

Решение полученных уравнений осуществлялось численным методом для
квазистационарных состояний. Время формирования разряда tф суммировалось
с учетом переменного временного шага ∆tk:
280
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
K
t ф = ∑ ∆t k .
k =1
(15)
При моделировании учитывалось накопление объемного заряда,
возникающего на каждом временном шаге и перемещение координаты точки zi.
Решение уравнения (14) считалось найденным, когда распределения
потенциала в пространстве между катодом и анодом удовлетворяло граничному
и дополнительному условиям:
dU k ( z )
U k ( z ) z =0 = 0 ,
= 0,
(16)
dz z =0
а значение тока, протекающего через газоразрядный промежуток,
согласовывалось с током во внешней цепи i(t).
С этой целью для каждого временного шага ∆tkвзаимосвязано с (14)
решалось трансцендентное уравнение, учитывающее падение напряжения во
внешней цепи Uξ:
Ua(i,t) = Uист(t) - Uξ(i),
(17)
которое позволяло определить второе граничное условие для напряжения на
аноде Ua:
(18)
U k ( z ) z = z = U ak .
a
В случае активной нагрузки, включенной в цепь анода, на каждой n-ой
итерации Uξ(i) = Ia(n)Rогр.
При практическом использовании газоразрядных приборов нагрузка
подключается к аноду с помощью проводников, которые имеют индуктивность.
В этом случае в уравнение (17) добавляется член, учитывающий изменение
напряжения на индуктивности, а само уравнение приобретает вид:
(19)
Ua(n)(i,t) = Uист(t) - Ia(n)Rогр - L(Ia(n-1)-Ia(n))·Δt-1,
Временной шаг выбирался таким образом, чтобы за Δtk электроны
успевали пролетать расстояние между катодом и анодом.
Созданная модель формирования разряда пригодна для анализа
протекающих процессов в приборах, в которых длина свободного пробега
электрона соизмерима с межэлектродным расстоянием λe~ dkaи основной вклад
в процесс ионизации наполняющего газа оказывают электроны, вышедшие с
поверхности катода.
ЛИТЕРАТУРА
1. A. S , Arefiev S., Yu. A, Yudaev. Proceedings of the XII International
Conference on «Gas Discharges and Their Applications», 1997 804.
2. Вычислительные методы в физике плазмы / Под ред. Б. Олдера, С.
Фернбаха, М. Ротенберга. М.: Мир. 1974.
281
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА С
ЖИДКИМ ЭЛЕКТРОЛИТНЫМ КАТОДОМ
Х.К. Тазмеев, И.М. Арсланов, Г.Х. Тазмеев
Набережночелнинский институт Казанского (Приволжского)
федерального университета, Россия,423812, г. Набережные Челны, проспект
Сююмбике, 10А. [email protected]
Газовый разряд с жидким электролитным катодом представляет
практический интерес как источник объемной плазмы атмосферного давления.
В открытом воздушном пространстве над жидким электролитным катодом
возможно формирование крупномасштабного плазменного столба с размерами
в метровом диапазоне [1].
В большинстве случаев в качестве электролита применяются водные
растворы солей щелочных металлов. В данной работе электролитом служил
раствор хлорида натрия в дистиллированной воде. Удельная электрическая
проводимость электролитов менялась в пределах 2-40 мСм/см.
Спектры излучения регистрировались в видимом диапазоне длин волн
спектрометром AvaSpec-3648 с решеткой 1200 штрихов/мм и входной щелью
шириной 10 мкм. Столб плазмы с помощью собирающей линзы проецировался
на вход оптоволоконного кабеля спектрометра. Линии желтого дублета натрия
получились многократно интенсивнее, чем все другие. При насыщении ячеек
ПЗС детектора в области длин волн, близких к желтому дублету натрия, в
спектре проявились линии натрия, соответствующие резкой и диффузной
сериям, а также бальмеровские линии водорода. Увеличение времени
интегрирования позволило обнаружить наличие континуума.
Исследования показали, что интенсивность излучения плазменного
столба возрастает при повышении тока и увеличении удельной электрической
проводимости электролита. При этом усиливалось самопоглощение излучения
атомами натрия на длинах волн желтого дублета.
Для изучения спектральных свойств плазменного столба вдоль
разрядного промежутка использовалась оптическая система, в которой ход луча
от объекта до собирающей линзы и от линзы до щели, установленной на входе
оптоволоконного кабеля, был равен двойному фокусному расстоянию.
Пространственное разрешение перпендикулярно к оси наблюдения составило
0,5 мм. Было обнаружено, что водород излучает в приэлектродных областях.
Протяженность прикатодной области составляла 3-4 мм, а прианодной – 7-8
мм, причем излучение около анода было более интенсивным. В работе
приводится анализ причин проявившихся особенностей излучения.
ЛИТЕРАТУРА
1. Тазмеев Х.К., Арсланов И.М., Тазмеев Г.Х. Влияние локализации зоны
привязки сильноточного разряда к жидкому электролиту на формирование
плазменного столба // Прикладная физика. − 2013. № 4. С. 33-37.
282
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ТЕПЛОВЫХ И
ГАЗОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ В ЭКСИЛАМПАХ БАРЬЕРНОГО
РАЗРЯДА
1,2
Э.А. Соснин , А.Н. Корзенев3, Д.К. Волкинд4, В.Ф. Тарасенко1,2
1
Национальный исследовательский Томский государственный университет
2
Институт сильноточной электроники СО РАН
3
Российский федеральный ядерный центр, Всероссийский научноисследовательский институт экспериментальной физики
4
ГК «Делкам-Урал – ПЛМ Урал»
E-mail: [email protected]
В настоящее время эксилампы (в зарубежной литературе –
excimerandexciplexlamps) находят все большее применение в различных
областях науки и техники [1, 2]. Самыми распространенными являются
коаксиальные эксилампы барьерного разряда (БР), что обусловлено
сравнительной простотой конструкции, их оптическими и ресурсными
параметрами. Для исследования и оптимизации процессов, протекающих в
эксилампах БР, традиционно применяются три подхода: 1) оптический;
2) электрофизический; 3) плазмохимический [1]. Эти подходы, как правило,
дополняют друг друга и позволяют получать ценную информацию о режимах
работы эксилампы. В недавних работах [1, 3, 4] показано, что для построения
полной картины процессов диссипации энергии в газоразрядном приборе,
помимо ставших традиционными методологических средств можно
использовать средства термодинамики и акустики.
Цель настоящей работы – оценить применимость методов численного
моделирования тепловых и газодинамических процессов для решения задачи
оптимизации режима работы эксилампы. Моделирование проводилось с
помощью коммерческого программного продукта ANSYSCFX [5],
предназначенного для решения задач гидрогазодинамики и теплообмена.
На рис 1. представлена экспериментальная установка. Колба лампы
барьерного разряда 1 имела коаксиальную конструкцию и была выполнена из
кварцевых трубок марки ТКг (ООО «Технокварц») диаметрами 2.2 и 4.2 см,
соответственно. Перфорированный электрод 2 выполнен из проволоки и имеет
пропускание 86%. Рабочая длина колбы z составляла 14 см. Возбуждение
газовой среды в колбе между кварцевыми стенками осуществлялось от