WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Во второй главе приводится описание предложенной в работе модели для описания процессов в плазме низкого давления, при внесении в нее мелкодисперсного материала.

При введении в плазму низкого давления мелкодисперсных частиц в независимости от проводимости материала частицы, последние ведут себя как изолированное тело.

В квазистационарном случае, когда скорость изменения потоков частиц и их энергетические характеристики меняются не слишком быстро, интенсивность потоков электронов и атомных частиц в окрестности мелкодисперсной частицы будут определятся условиями стационарности поверхностного заряда частицы и соответствующим этому условию квазиравновесным потенциалом на ее поверхности относительно потенциала плазмы.

При построении моделей поведения мелкодисперсной частицы в плазме низкого давления были использованы следующие основные предположения и допущения:

  1. В модели рассматриваются плазменные эмиссионные системы, при генерации газоразрядной плазмы в которых:

- исчезающе мала роль процессов объемной рекомбинации, а гибель заряженных частиц происходит на ограничивающих газоразрядный объем поверхностях и поверхности частиц, вносимых в плазму;

- генерация заряженных частиц в объеме газоразрядной камеры в основном осуществляется электронным ударом;

- соотношение средних энергий хаотического теплового движения электронов, ионов и нейтральных частиц определяется неравенством, где, - соответственно температуры электронной, ионной и атомной компонент плазмы.

2. В уравнениях модели функция распределения электронов (ФРЭ) записывается в виде суперпозиции ФРЭ для плазменных электронов и ФРЭ высокоэнергетической составляющей в виде смещенной Максвелловской функции или в виде дельта-функции.

3. Неоднородность концентрации плазмы по объему учитывается косвенно через введение среднего по объему значения концентрации.

4. На начальном этапе при записи уравнений модели не учитывается наличие химических реакций.

5. В модели принимается, что мелкодисперсная частица имеет сферическую форму.

6. При рассмотрении динамики поведения мелкодисперсной частицы в плазме низкого давления принимается, что последняя эквитемпературна.

7. При моделировании принимается, что мелкодисперсная частица не полностью испарившаяся в плазме покидает ее.

Проведен анализ баланса токов в исследуемой системе, который является фактором, определяющим модуль и знак падения напряжения между частицей микронных размеров и плазмой - uсл. Его значение в дальнейшем необходимо знать для определения составляющих баланса мощности в изучаемой системе с учетом величины и знака скачка потенциала у поверхности частицы.

Изолированная частица, введенная в плазму низкого давления, будет заряжаться положительно или отрицательно относительно плазмы. В какой-то момент времени в результате диффузионного движения части электронов и ионов из плазмы к частице установится равенство электронного и ионного токов. Скачок потенциала ucл около частицы с избыточным зарядом будет локализован в тонком слое газа, за пределами которого находится неискаженная плазма. Анализ баланса мощности и уравнения модели, описывающей тепломассообмен и кинетику процессов нагрева, плавления и испарения материала, в изучаемой системе рассматриваются для двух случаев:

– случай отрицательного падения потенциала у поверхности частицы (uсл<0), когда Т< Т1, т.е. температура тела (Т) меньше температуры T1, при которой потенциал тела равен потенциалу плазмы (uсл = 0);

– случай положительного падения потенциала у поверхности частицы (uсл>0)., имеющий место при больших значениях тока эмиссии.

В главе производится анализ энергетических потоков, оказывающих влияние на скорость и эффективность процессов тепломассообмена в указанной системе.

Разработан и представлен вариант определения плотности потока эффективной мощности (энергии), подводимой из плазмы низкого давления к частицам материала без решения задачи в частных производных, с учетом отмеченных ранее особенностей процесса (наличия скачка потенциала у поверхности частицы - uсл, эмиссионных явлений и др.), которые в известных нам моделях не изучались

В исследуемой системе представлена квазимолекулярная модель передачи тепла частицам вещества электронной и ионной компонентами плазмы при условиях, когда средняя длина свободного пробега частицы в плазме одного порядка (kn=/d1, где kn – критерий Кнудсена) или больше характерного размера (d) генератора плазмы (/d >1).

В третьей главе рассматривается динамика процессов в частице микронных размеров, введенной в плазму низкого давления, с учетом принятых ранее допущений. Изменение температуры частицы (рис 1.) во времени может быть найдено из решения нестационарного уравнения теплопроводности с учетом баланса энергии в пограничном слое у ее поверхности и изменения диаметра частицы за счет испарения и ионного (катодного) распыления.

Кинетика поведения материала частицы, введенной в плазменный поток, зависит от ее начальной температуры, агрегатного состояния, теплофизических свойств материала и микроскопических параметрами плазмы.

За счет энергии плазменного потока температура частицы начинает повышаться (рис. 1) до температуры плавления Тпл. Затем в момент времени 1 (рис.1) рост температуры прекращается, пока к частице не будет подведена энергия, обеспечивающая плавление всей массы частицы. Схема, иллюстрирующая изменение линейных размеров твердой и жидкой фаз в частице на стадии плавления приведена на рисунке 2. После плавления всей массы (точка на графике Т = Т(), соответствующая 1 - рис.1) возобновляется дальнейший рост температуры, который происходит до тех пор, пока температура частицы не достигнет температуры кипения в момент времени 3 Температура кипения будет предельной для макроскопической частицы. С течением времени, за счет подводимой энергии происходит испарение материала. В момент времени 4 мелкодисперсная частица полностью испаряется.

ТТ, К

Тисп

Тпл

То.с.

1

2

3

4

dтв, dж - диаметр твердой и жидкой фаз в частице;

тв, ж - плотность твердой и жидкой фаз в частице.

, с

Рис. 1

Рис. 2

В четвертой главе с использованием, полученных ранее уравнений, были проанализированы процессы в газоразрядной камере с накаленным катодом и в металлической плазме вакуумного дугового разряда с интегрально холодным катодом.

В разрядах низкого давления, когда длина свободного пробега электрона е больше или равна d и выполняется условие, при эВ (или К), что имеет место в разряде без магнитного поля, плазменные электроны вносят значительный вклад в ионизацию газа, поэтому в уравнениях баланса частиц учитывается ионизация частиц и катодными, и плазменными электронами. Этот учет заключается во введении двугрупповой ФРЭ.

Скорость каждой реакции пропорциональна произведению концентраций взаимодействующих частиц и сечения взаимодействия, усредненного по распределению.

В общем виде сечение ионизации, усредненное по функции распределения электронов можно записать:

Система уравнений баланса частиц имеет вид:

уравнение сохранения числа частиц:

(1)

уравнение электронейтральности:

(2)

(3)

(4)

(5)

(6)

В уравнениях (3) - (6) левые части описывают уход, а правые – генерацию ионов соответствующего сорта.

Система (1) - (6) связывает с помощью шести уравнений восемь неизвестных:. Решить такую систему однозначно нельзя. На практике задаются значения, а значения определяются в результате решения указанной системы. Выбор в качестве параметра, а не сделан для упрощения решения системы уравнений. Результатом решения системы является набор значений, соответствующих заданным и. При введении в плазму нанодисперсной фракции, в нашем случае это был порошок SiO2, параметры плазмы претерпевают значительные изменения. Произошедшие изменения были учтены при составлении и решении уравнений баланса частиц и уравнений баланса энергий.

На рис. 3 приведены изменение Jk=j+k/j+, и Nk=n0k/n0 с изменением плотности ионного тока (j+) для Те=5 эВ и концентрации плазменных электронов м-3.

Разработанные модели могут быть использованы также и при моделировании процессов в плазме, когда мелкодисперсная фракция генерируется непосредственно в разряде, а не вводится извне.

Рис. 3

Указанная ситуация реализуется в вакуумном дуговом разряде с интегрально холодным катодом, который, как известно, на ряду с электронами генерирует плазменно-паровой поток, содержащий капли с размерами в диапазоне от долей микрона до ста микрон.

При использовании теоретической модели процесса энергообмена сферических капель с неравновесной плазмой на примере вакуумного дугового разряда с титановым катодом показано, что в определенном диапазоне параметров плазмы могут реализовываться два различных режима поддержания квазистационарной температуры капли. В одном из них поток энергии из плазмы на каплю уравновешивается охлаждением за счет термоэмиссии электронов, во втором – за счет интенсивного испарения плазмы. Между этими двумя режимами, имеющими определенные квазистационарные температуры, располагается область температур, которой соответствуют неустойчивые состояния. Конкретная реализация того или другого режима определяется начальной температурой капли. При расчете теплообмена капли с окружающей плазмой существенное значение играет то обстоятельство, что горячая капля может испускать электроны термоэмиссии. Если этот процесс становится интенсивным, то существенно меняется потенциал капли относительно плазмы. От величины потенциала экспоненциально зависит ток плазменных электронов на каплю, а значит, и поток тепловой энергии. В результате эмитирующая капля может разогреваться до более высоких температур, чем это имеет место для неэмитирующей капли. Таким образом, можно выделить два режима теплообмена капли с плазмой: обычный режим со сравнительно большим отрицательным плавающим потенциалом капли, когда основным каналом потерь энергии с капли является тепловое излучение; и эмиссионный режим с низким по сравнению с тепловой энергией электронов kTe значением плавающего потенциала, когда основным каналом теплоотвода является поток испаренных атомов и эмитированных электронов.

Легкоиспаряемые металлы, не имеют участка с неоднозначным решением для температуры. Это объясняется тем, что у таких металлов теплоотвод за счет испарения стабилизирует температуру капли прежде, чем появляется поток термоэлектронов, способный уменьшить плавающий потенциал капли, а значит и увеличить поток тепловой энергии из плазмы. Полученные результаты коррелируют с данными других авторов.

Глава 5 посвящена описанию результатов экспериментального определения возможности использования плазменной эмиссионной системы на базе разряда низкого давления, в которой формируется ФРЭ с высокоэнергетичным «хвостом» для нанесения покрытий из материалов в мелкодисперсной фазе. В качестве базовой плазменной эмиссионной системы был выбран дуоплазматрон. В силу того, что в дуоплазматроне разрядный ток протекает в электродной системе, содержащей сужения, в разряде могут возникать неустойчивости, приводящие к неустойчивости разряда, на первом этапе были выполнены исследования по определению предельных режимов существования разряда в дуоплазматроне.

Характерной особенностью эмиссионной системы дуоплазматронного типа является контрагирование разряда за счет использования сжимающего электрода и магнитного поля. В связи с этим максимальный стабильный ток разряда в системах данных типов сверху ограничен явлениями нестабильного токопротекания, а в предельном случае и обрывом тока разряда. При токах разряда, меньших критического, сужение играет положительную роль, так как в контрагированной прианодной плазме концентрация плазмы на 1-2 порядка превышает таковую в области катода. Возникающий перед сужением со стороны катода двойной электрический слой ускоряет катодные электроны до энергии в десятки электрон-вольт, за счет этой группы электронов возрастает скорость генерации ионов вблизи анодного отверстия.

Необходимым условием существования разряда является выполнение условия баланса ионов, образующихся в разрядном промежутке, и ионов, уходящих из разряда. При нарушении этого условия разряд резко изменяет форму, что получило название обрыва тока разряда низкого давления. В рассматриваемой модели процессов, приводящих к обрыву тока в дуоплазматроне принимается, что первопричиной цепочки явлений, приводящих в конечном счете, к нарушению протекания тока через сжимающий электрод, является выдувание газа из области сужения за счет упругих соударений потока электронов движущихся от катода к аноду.

Наибольший интерес представляет определение критической плотности тока и энергии электронов, соответствующих предобрывному состоянию разряда, т.к. по литературным данным в этом режиме дуоплазматрон является наиболее эффективным генератором как однозарядных, так и многозарядных ионов.

В экспериментах величина тока разряда медленно увеличивалась до достижения момента обрыва тока. При помощи измерительного прибора фиксировалась максимально достижимая величина тока. По полученным значениям и известным размерам сужения в контрагирующем электроде была вычислена плотность тока обрыва в дуоплазматроне.

Результаты, полученные в ходе расчетов по модели, учитывающей условия протекания токов, близких к критическим в дуоплазматроне, а также данные экспериментальных исследований позволили сделать следующие выводы:

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»