WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

гаемой в данной работе, названной здесь ионизационной Предложенную ниже модель ОДКП по второму мехаэнергетической моделью (ИЭМ). Поэтому, безусловно, низму мы будем называть ионизационно-энергетической, целесообразно рассмотреть ИЭМ в качестве основопокак и ранее, ИЭМ. Экспериментальные факты влияния лагающей модели с учетом не просто влияния повына скорость ОДКП потенциала ионизации газа уже шенного магнитного давления в направлении ОДКП, но предопределяют выбор в пользу ИЭМ. Повышение парвлияния ионизации нейтральной газовой среды в слое циального давления инертного газа снижает скорость на границе с плазмой и поглощения потоков электромагдвижения пятна (рис. 3) и допускает переход от обратнонитной мощности в слое. Таким физическим механизмом го движения к движению в „нормальном“ направлении ОДКП можно обосновать гипотезу „принципа максиму(рис. 4).

ма поля“ и обратить этот принцип из гипотетического в Рассмотрим ИЭМ как основную модель ОДКП в физическую закономерность.

простейшем варианте равенства модулей собственных и Фазовая скорость распространения волны ионизации, внешних напряженностей магнитного поля вне и внутри безусловно, значительно превышает групповую скорость боковой поверхности пятна. Учитывая, что цилиндричепереноса частиц плазмы за счет градиента давления, ское собственное поле плазменного элемента тока |Hi| тем более что распространение плазмы определяющим в сумме с поперечным полем определенного направобразом зависит от потоков электромагнитной мощноления |He| приводит к резкой асимметрии суммарной сти внешнего источника энергии. В направлении мининапряженности поля |H |, а именно |H | = 2|Hi|, с мального поля (направлении силы Лоренца) этот поток одной (левой рис. 1, b) стороны, и |H | = 0 —с другой составляет также минимальную величину, препятствуя (противоположной — правой), следует рассматривать распространению плазмы в сторону минимального подва противоположно действующих фактора:

тока электромагнитной мощности.

— стремление пондеромоторной силы к сдвигу плазСогласно описанным экспериментальным данмы в сторону ослабленного поля как твердого недефорным [1,2], ОДКП дуги постоянного тока осуществляется мируемого проводника и, наоборот, в поперечном магнитном поле при следующих основных — большое увеличение потока электромагнитной условиях:

мощности в область плазмы с большим магнитным — только в дугах с катодным пятном;

полем.

— в среде паров ртути или других газов в зависимости Второй процесс может преобладать над первым и от их парциального давления, потенциала ионизации и тогда перемещение плазмы по ИЭМ будет определявеличины напряженности магнитного поля; ющим и объясняющим ОДКП. Распространение волны — имеется критическая точка перехода от ОДКП к ионизации в газе прямо связано с ионизационными движению в направлении силы Лоренца, причем при процессами в тонком контактном слое ионизации на большом парциальном давлении инертного газа движе- границе плазма-газ. Судя по значениям скоростей поние катодного пятна осуществляется в „нормальном“ рядка D 104 cm/s, основным физическим механизмом направлении; ионизации при распространении плазмы ОДКП следует Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. О физической модели обратного движения катодного пятна считать электронную теплопроводноcть. Все константы ионизации вдали от состояния термодинамического равскоростей ионизации отвечают особенностям порогово- новесия i го характера закона Аррениуса [16].

F(Te) =C1 exp -, (5) kTe Реакция ионизации происходят при электронной температуре возбуждения атомов газа в тонком слое ионигде коэффициент при экспоненте задается по уравнению зации, близкой к электронной температуре плазмы.

Саха Тогда можно без большой погрешности считать, что весь TeC1 = 1.41 · 102nn 1 - Te-3. (6) поток электромагнитной мощности в слой ионизации не Tep расходуется на повышение внутренних параметров слоя Окончательно формула для скорости фронта волны (они уже достигнуты вследствие близости температур ионизации, с учетом (5), (6), принимает вид [16] слоя и плазмы), и весь поток мощности передается теплопроводностью вперед в направлении распространения - kTep 1/2 i ионизационно-энергетической волны.

D = 7.94 · 1011Tep exp -, (7) С учетом сказанного в уравнении баланса энергии в i kTep слое D 3 что для паров ртути (i = 10 eV) при значении темne kTe + i = -qe + JE (1) пературы плазмы Tep 104 K дает значение скороDt сти, соответствующее наблюдаемым значениям D можно пренебречь субстанциональной производной, и 114 m/s 104 cm/s [1,2].

уравнение приобретает простейший вид равенства поВторым важным оценочным фактором должна стать глощаемого потока энергии теплопроводностному потосоизмеримость модулей напряженностей собственного ку из слоя и внешнего магнитных полей, когда их взаимодействие наиболее эффективно. Для цилиндрического проводника (JE) (E H) (eTe), (2) радиуса r(t) с током I магнитная индукция равна где e — коэффициент электронной теплопроводности при электронной температуре плазмы Tep, концентра- µ0I Bi(t) = (8) ции свободных электронов ne и частоте столкновений 2r(t) электронов с тяжелыми частицами газа en с массой и, в случае равенства модулей индукции полей |Bi| электрона me и постоянной Больцмана k. Коэффици5 nekTeen |Be|, при экспериментальных значениях Be = µHe ент теплопроводности равен e = [17], 2 me(e2B2/m2+en) e 1000-10 000 Gs = 0.1-1.0 T связь величин тока и где учитывается наличие поперечного магнитного поля радиуса катодного пятна с величиной магнитного поля с индукцией B, уменьшающего теплоперенос обратно пропорционально B2. Принимая в дальнейшем для по- при µ0 = 4 · 10-7 Gs/m, r в m, B в T, и тока I в A, согласно (8), дается формулой токов теплопроводности из плоского слоя ионизации функцию скорости ионизации типа закона Аррениуса I F(Te) exp(-i/kTe), из (2) получим [12,16] r|B |=|Be| = 2 · 10-7. (9) i |Be| Tep 1/dTe 0E2 0EОтсюда при |Be| = 0.1 T для радиуса имеем r = e = 2e F(Te)dTe = D. (3) dy 2 = 2 · 10-6I, m, так что при токах I = 1-10 A получаTe ем значения радиусов r =(2-20) · 10-6 m, тогда как для |Be| = 1.0 T радиус должен быть еще меньше Для скорости фронта ионизации следует r = 2 · 10-7I, m. При токах I = 1-10 A он составит Tep r =(2-20) · 10-7 m, т. е. значительно меньше экспериF(Te)dTe 1/ментальных значений, указанных как в [1], так и в [2].

Te D = 2e oE2. (4) Электродвижущая сила индукции, возбуждаемая на 2 боковой поверхности плазмы Скорость оказывается обратно пропорциональной B E = -, плотности энергии электрического поля. В действительt ности она значительно сильнее зависит от верхнего предела интегрирования Tep, при нижнем пределе, при- имеет вихревой характер и связана непосредственно с изменением во времени вектора магнитной индукнимаемом обычно Te 0, поскольку даже небольшое ции B, что как раз и происходит при расширении уменьшение температуры приводит к резкому снижению скорости ионизации. или сжатии канала дуги у катодного пятна, а также Для константы скорости ионизации можно восполь- при его перемещении в пространстве. Это связано с зоваться выражением термической ионизации газа по изменением во времени магнитного поля при смещении формуле Саха, имея в виду не стационарное равновес- границы плазмы. В пределах некоторого контура L на ное состояние плазмы, а только скорость термической боковой поверхности плазмы при ее распространении Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 40 Ю.К. Бобров, В.П. Быстров, А.А. Рухадзе со скоростью D будет индуцироваться фарадеевская индукции с дополнительным нагревом соответствующей электродвижущая сила плазменной поверхности вихревыми токами. В общем выражении для потока электромагнитной мощности E = [E]ds.

0E2 µ0µHJE = -(E H) - + L t 2 Соответствующий вихревой ток на боковой поверхэто обстоятельство фиксируется производной по времености плазмы сам по себе не создает асимметрии при ни от магнитной энергии.

симметричном расширении или сжатии плазмы. Асим2. ОДКП наблюдается только в среде окружающего метрия, однако, существует в данном случае, поскольку газа (пара), поскольку распространение плазмы опрепри асимметрии магнитного поля скорость распростраделяется ионизационными процессами в среде, принения ионизационно-энергетической волны в сторону чем потенциал ионизации газа i существенно влиябольшего магнитного поля приведет также к асимметет на скорость распространения плазмы D (7). Ясно, рии вихревых токов при более высокой скорости D и, что добавление к парам ртути инертного газа (аргон) B следовательно, больших значениях.

t должно приводить к снижению скорости D, так как Hg Представленная физическая ионизационно-энергети- Ar i >i, и к возможности полного исключения мехаческая модель обратного движения катодного пятна, конизма ионизационно-энергетических волн распространенечно, имеет пока только идеологическое обоснование, ния плазмы. В последнем случае остается превалируюносящее качественный характер. Полным доказательщим пондеромоторное действие силы Лоренца.

ством ее справедливости могли бы стать результаты 3. Критическая точка перехода от обратного движения математического численного моделирования, аналогичк движению в направлении силы Лоренца достигаетного, например, исследованию, выполненному в [18] ся только при „отключении“ механизма ионизационноприменительно к „плазменному фокусу“. Однако вопрос энергетического распространения плазмы (который ноо целесообразности такого математического моделиросит пороговый характер из-за резкой аррениусовской завания выходит за пределы поставленной здесь задачи.

висимости скорости ионизации от температуры) в связи Ясно, что в полученных выражениях учитываются как с высокой концентрацией инертного газа, когда даже прямые в смысле ОДКП, так и обратные в смысле небольшое увеличение потенциала ионизации атомов направления силы Лоренца параметры плазмы i и B2 газовой среды приводит к „отсечке“ режима ОДКП с (в выражении для коэффициента электронной теплопропревращением его в движение по направлению силы водности e). Численное моделирование с учетом эфЛоренца.

фектов уменьшения теплопроводности в поперечном на4. В изложенном подходе отсутствие удовлетворительправлении магнитного поля (снижение скорости ОДКП), ного объяснения явления ОДКП в [1,2], как нам кажетно ее увеличение в значительном магнитном поле при ся, качественно преодолено. Предложенные модельные большом потоке Пойнтинга позволит, как нам представпредставления о дуге с катодным пятном могут окаляется, получить достаточно детальное совпадение данзаться методическим основанием для решения главной ных расчета и экспериментов (рис. 2–4). Такой подход поставленной задачи об ОДКП, которую мы предлагаем с его результатами станет физическим обоснованием численно решать на основе ИЭМ.

предложенного ранее „принципа максимального поля“ 5. ИЭМ находится в некотором противоречии с И.Г. Кесаева [2] и разрешит проблему ОДКП.

опытными данными, предсказывая значительно меньшие В заключение можно, на основе предложенной фидиаметры пятен. Однако опытным данным именно по зической модели ОДКП, обсудить сформулированные диаметрам пятен следует предъявить наиболее строгие выше условия экспериментального наблюдения явления.

претензии из-за несовершенств в регистрации спек1. ОДКП наблюдается только в дугах с катодны- тральных пространственно-временных разверток приками пятнами, поскольку именно в прикатодной области тодной плазмы дуги с катодным пятном. Поэтому в плазмы с очень малым диаметром пятна могут дости- данном случае нельзя провести надежного сопоставлегаться значения собственной напряженности магнитного ния теоретических модельных представлений и экспериполя дуги, соизмеримые с напряженностью внешнего ментальных данных по радиальным размерам катодных поля. Взаимодействия этих полей вносят асимметрию в пятен из-за низкой надежности эксперимента.

распределение магнитного поля относительно боковых 6. Наличие в спектре излучения катодного пятна поверхностей плазменного канала у пятна с возник- ионов ртути может служить основой для более точного новением большой асимметрии потока электромагнит- определения диаметра катодного пятна по области суной мощности в плазму. Плазма не столько „движет- ществования источников излучения именно ионов. Эта ся“, сколько „распространяется“ волновым образом на- область с ее размерами может быть отождествлена с встречу потоку Пойнтинга. Преимущественное распро- диаметром канала плазмы у катодного пятна и установстранение плазмы навстречу потоку электромагнитной лена известным методом „поперечных снимков“ стигмамощности ведет также к преимущественной в данном тического изображения спектра излучения ионов плазмы направлении электродвижущей силе электромагнитной у пятна в плоскости входной щели спектрографа даже на Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. О физической модели обратного движения катодного пятна фоне интенсивного сплошного спектра излучения с его возможной частичной отсечкой интерферометрическими фильтрами. Поскольку такие эксперименты отсутствуют, пока нет смысла искать полного соответствия, с желаемой заданной точностью, между модельными теоретическими и опытными значениями диаметров плазмы у катодного пятна.

Таким образом, можно с определенной уверенностью утверждать, что большинство экспериментальных результатов по явлениям ОДКП, приведенных на рис. 2-4, удовлетворяют предложенной здесь физической модели ИЭМ.

Список литературы [1] Филькеннбург В., Меккер Г. Электрические дуги и термическая плазма / Пер. под ред. В.А. Фабриканта. М.: ИЛ, 1961. 371 с.

[2] Кесаев И.Г. Катодные процессы электрической дуги. М.:

Наука, 1968. 244 с.

[3] Minorsky N. // J. Phys. Radium. 1928. Vol. 9. P. 127.

[4] Smith C.G. // Phys. Rev. 1942. Vol. 62. P. 48.

[5] Smith C.G. // Phys. Rev. 1946. Vol. 69. P. 96–100.

[6] Smith C.G. // Phys. Rev. 1951. Vol. 84. P. 1075.

[7] St. John R.M., Winans I.G. // Phys. Rev. 1954. Vol. 94. P. 1097.

[8] Gallagher C.J., Cobine J.D. // Phys. Rev. 1947. Vol. 71.

P. 481A.

[9] Gallagher C.J., Cobine J.D. // J. Appl. Phys. 1950. Vol. 21.

P. 768.

[10] Stark J. Die Elektrizitat in Gasen. Leipzig, 1902.

[11] Compton K.T. // Phys. Rev. 1923. Vol. 21. P. 266.

[12] Бобров Ю.К. Самосогласованные модели режимов распространения плазмы электрических разрядов в газах.

Томск: ИСЭ СОАН, 1991. 361 с.

[13] Баренгольц С.А., Литвинов Е.А., Садовская Е.К., Шмелев Д.Л. // ЖТФ. 1998. Т. 68. № 6. С. 60–64.

[14] Литвинов Е.А., Месяц Г.А., Парфенов А.Г. // ДАН СССР.

1990. Т. 310. № 2. С. 344–347.

[15] Высикайло Ф.И. // ЖТФ. 2004. Т. 125. № 5. С. 1071–1081.

[16] Дьяков А.Ф., Бобров Ю.К., Сорокин А.В., Юргеленас Ю.В.

Физические основы электрического пробоя газов. М.:

Изд-во МЭИ, 1999. 400 с.

[17] Голант В.Е., Жилинский А.П., Сахаров И.Е. Основы физики плазмы. М.: Атомиздат, 1977. 384 с.

Pages:     | 1 ||



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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.