Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 10.04.2024
Просмотров: 198
Скачиваний: 2
Фактически, это не два, |
а четыре |
|
|
||||||
уравнения для четырех |
функций по |
ом-см |
|
||||||
ля, ибо действительные и мнимые |
|
|
|||||||
части Е и |
Н или же амплитуды и |
|
|
||||||
фазы являются |
функциями |
незави |
|
|
|||||
симыми. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
В равновесной плазме с выравнен |
|
|
|||||||
ным давлением проводимость о яв |
|
|
|||||||
ляется функцией одной |
только тем |
|
|
||||||
пературы, о = а (Т), |
причем высо |
|
|
||||||
кочастотная проводимость при ат |
|
|
|||||||
мосферном |
давлении |
практически |
|
|
|||||
совпадает с проводимостью для по |
|
|
|||||||
стоянного тока. На рис. 7.7 показа |
|
|
|||||||
ны кривые 0 (Т) для |
воздуха и ар |
|
|
||||||
гона. |
|
|
условия |
к |
системе |
|
|
||
Граничные |
|
|
|||||||
(7.4), (7.5) таковы. На оси, при г = |
О |
|
|
||||||
вследствие |
симметрии |
/ |
(0) = |
0, |
|
|
|||
Е (0) = |
0. У внутренней поверхности |
|
|
||||||
трубки |
при |
г = R |
поток |
тепла |
и |
|
|
||
температура |
подчиняются |
условию |
|
|
|||||
теплопередачи в стенки. Для просто |
|
|
|||||||
ты можно положить и так: |
Т (Л) |
= |
Рис. 7.7. |
Электропроводности |
|||||
= Тот, |
где |
Гст — какая-то |
неболь |
воздуха и |
аргона при атмос |
||||
шая по сравнению с температурой |
ферном давлении |
||||||||
плазмы температура |
у |
стенки. Маг |
|
|
нитное поле в непроводящей среде у стенки определяется «ампервитками» соленоида:
при г = R |
H{R) = H0 — ~ I Qn, |
(7.6) |
где / 0 — амплитуда тока |
в катушке, а п — число витков на еди |
|
ницу длины [8]. |
|
так как |
Амплитуды / 0 и Н 0 можно считать действительными, |
фаза тока произвольна.
Уравнения (7.4), (7.5) интегрировались численно [7], причем для упрощения решалась обратная задача. На самом деле в соот ветствии с постановкой задачи следует задавать ампер-витки соленоида и радиус трубки R. В результате решения должны опре делиться температура и магнитное поле на оси Т (0), Н (0). Авто ры же, задаваясь произвольно значениями Т (0), Н (0), начинали интегрировать уравнения от точки г = 0. На некотором радиусе температура Т (г) очень резко падала. Радиус R, соответствующий экстраполяции Т к нулю, и считался радиусом трубки, а по ампли туде поля Н в этой точке определялись ампер-витки.
На рис. 7.8 представлены результаты расчета для нескольких вариантов, которые иллюстрируют поведение температуры и по-
235
лей в разряде. Профиль температуры имеет характер плато с не большим провалом в середине и резким спадом у краев. Появле ние провала связано с влиянием потерь на излучение: тепло вы деляется только в периферийном слое плазмы из-за скинирования, а излучает весь нагретый объем.
Многочисленные измерения распределений температур и элек тронных плотностей по радиусу, выполненные различными мето дами, подтверждают такое поведение температуры и также свиде тельствуют о существовании небольшого провала на оси. На рис. рис. 7.9 и 7.10 для примера приведены результаты двух экспери ментальных работ.
Результаты численных расчетов многих вариантов и их разум ное согласие с экспериментом показывают, что изложенная выше постановка задачи правильно отражает существо процесса. Одна ко проникнуться пониманием природы закономерностей явления можно только путем пусть даже приближенных, но аналитиче ских решений. Значительный прогресс в этом направлении был достигнут в работе В. А. Груздева, Р. Е. Ровинского и А. П. Со болева [11], в которой рассматривалась та же самая задача и те же уравнения, но только без учета потерь на излучение (кстати, расчеты [7] показали, что последние существенны только при
236
Рис.7.9. Радиальные распределения температур (1, |
2, 4) |
и |
электронных |
концентраций (3, 5) в аргоне (1—3) и ксеноне (4, 5) [9]] |
|
|
|
Статический разряд в трубке радиуса 35 мм, на частоте 11,5 |
Мгц: |
1 ,2 |
— р = 1 атм |
мощности — 4,7 и 7,2 кет; з — 7,2 кет; 4,5 — р = |
1 атм., 6 |
кет |
Рис. 7.10. Изотермы в аргоне [10]
Разряд |
в потоке |
газа, р = |
1 атм. |
Радиус трубки 11 |
мм, |
трубка |
охлаждается |
водой; |
||
частота |
28 Мгц; |
мощность |
2,5 |
кет, |
расход |
80 смг/сек. |
1 — Т = |
9750°, 2 — |
9650°, |
|
|
|
3— 9400°, |
4 — 9000°, |
5 — 8700°, |
в — 8400° |
|
|
больших |
мощностях, |
когда температуры превышают примерно |
10 000°). |
В работе [И] |
был найден второй интеграл системы (7.4), |
(7.5), который в практически важном случае тонкого скин-слоя непосредственным образом определяет температуру плазмы через ампер-витки соленоида.
Опуская потери Ф в уравнении (7.4) и выражая член джоулева
тепла |
через |
дивергенцию |
потока электромагнитной энергии S |
|||||
(S = |
Sr) |
по |
общей формуле |
(6.26), получим первый |
интеграл |
|||
системы |
(7.4), |
(7.5) |
|
|
|
|
||
|
|
|
J |
+ S = 0; |
/ |
= / г> 0 , |
S C O , |
(1.7) |
где постоянная интегрирования, равная нулю, определяется гра ничными условиями на оси.
237
Уравнение (7.7) выражает тот очевидный факт, что в условиях стационарного процесса без потерь электромагнитный поток в каждой точке компенсируется тепловым, так же как и в целом поток электромагнитной энергии, поступающий в разряд от соле ноида, полностью отводится теплопроводностью в стенки трубки.
Но уравнения Максвелла (7.5), в которых опущен ток смеще ния, позволяют представить поток S в дифференциальной форме:
S |
с2 |
/Л№\ _ |
с2 |
, гг ,2 |
(7.8) |
|
32it2a |
\ dr / |
64я2б |
dr ' 1 |
|||
|
|
Если подставить это выражение, а также дифференциальное выражение (7.4) для / в уравнение (7.7) и умножить все на а, уравнение можно проинтегрировать, и мы получим второй интег рал системы, причем постоянная интегрирования определяется граничными условиями у трубки: при Т = Тст Н = Н0. Будучи отнесенным к точке г = 0, интеграл дает связь максимальной тем пературы плазмы (на оси) Тк = Т (0) с величиной магнитного поля на оси
Тк |
СЧ11 |
[ Я (О)]2 |
(7.9) |
|
J o{T)k{T)dT |
||||
64я2 |
н 2 |
|||
тст«о |
|
|||
|
1 о J |
|
В том практически важном случае, когда скин-слой у поверх ности плазменного столба оказывается тонким по сравнению с его радиусом (фактически с радиусом трубки R), т. е. поле не прони кает в глубь плазмы и Я (0) ж 0, уравнение (7.9) дает непосред ственную связь температуры плазмы Гк с током в соленоиде
Т.к |
(7.10) |
J а(Т)Х (Т) dT = с2Fill64it2 = (1>/2)2. |
|
Тст»0 |
|
Температура в этом случае не зависит ни от частоты поля, ни от радиуса трубки.
В работе [11] развит метод последовательных приближений для нахождения распределений температуры Т (г) и полей и вы числения мощности и в общем случае, когда Н (0) 0. Приведем численный пример. Для разряда в аргоне при атмосферном давле
нии и при |
10п = 13,3 а-в/см по расчету [11] |
получается Тк |
— |
|||
= |
8000°; на частоте |
12 Мгц и при радиусе трубки R = |
3,75 |
см |
||
в |
единицу |
длины |
разряда вкладывается |
мощность |
W |
= |
= 0,21 квт/см; радиус поверхности, где температура снижается
до такой величины, что проводимость уже очень мала, |
Т = |
4500°, |
||||
составляет |
г0 = 0,91 R. По |
известной формуле |
|
|
||
|
б = |
C / V 2ПОЮ= |
5 ,0 3 //Оом-гсм-^Мгц СМ |
|
(7.11) |
|
для толщины скин-слоя [8] |
проводимости схк = |
о (Тк) |
соответст |
|||
вует 6К = |
0,45 |
см. При |
/ 0п = 33 а-в/см |
получается |
Гк = |
238
= 10 000°, W = 1,1 квт/см, r0 = 0,98 R, 5 = 0,3 см. Эти резуль таты неплохо согласуются с экспериментом.
Обращает на себя внимание большое сходство соотношений (7.10) и (6.59). Последнее справедливо для такого же статического разряда, но поддерживаемого электромагнитной волной, которая описывается приближением геометрической оптики (6.28). Причи на сходства состоит в том, что в обоих случаях существует интег рал сохранения потока энергии (7.7) и (6.57) и уравнения Макс велла позволяют приближенно выразить поток электромагнитной энергии в дифференциальной форме. Дифференциальные выраже ния (7.8) и (6.28) соответствуют предельным случаям малых частот, когда несуществен ток смещения, и больших частот, когда спра ведливо геометрико-оптическое уравнение (6.28).
Физический смысл определяющего соотношения (7.10) стано вится наглядным, если связать температуру не с ампер-витками,
ас плотностью потока электромагнитной энергии S0, поступающей
вразряд от соленоида. Это можно сделать, но только приближен но. Уподобим разрядную плазму однородному проводнику радиу са г0 и проводимости п = пк, который отделен от стенок трубки непроводящим зазором,— это называют моделью «металлического цилиндра». (Из рассмотрения графиков Т (г) рис. 7.8 следует,
что такое приближение вполне приемлемо.) Если скин-слой тон кий (б г0), поле спадает в глубь проводника по закону ехр (—ж/б), а поток энергии в проводник выражается простой формулой [8]
|
сН1 |
1 м у/2 |
I |
1 |
(7.12) |
|
16л |
\2ла J ~ 32я2 |
аб ’ |
||
|
|
||||
‘S'oem/cjvt2 = |
3,16-10 |
2 (/г,Кав/см) |
Мгц/^ом-'см-1) 12 |
||
(мощность на единицу длины разряда |
W = 2 |
nr0S0) |
|||
Заменяя в (7.10) |
Н 0 через S0, получим |
|
|
||
тк |
|
|
|
(7.13) |
|
J |
c ( T ) X ( T ) d T ^ ± c KbKS0. |
Допустим, что температура Тк и степень ионизации невелики, так что а — Ne ~ ехр (— 1/2кТ). Вычисляя интеграл (7.13), так как это сделано в подразделе 24.4 при выводе формулы (6.60), найдем
4 ^ „ 2 кТ\ |
(7.14) |
|
что можно интерпретировать так же, как и формулу (6.60). Джоулево тепло выделяется главным образом в слое, где проводимость не более чем в е раз меньше максимальной величины ок на оси. Перепад температуры в этом слое А Т дается формулой (6.56). Толщина слоя, где поле диссипируется, порядка бкСледователь но, радиальный поток тепла, который выносит к трубке энергию
239
S0, поступающую в разряд от соленоида, |
порядка ХКАТ/6К. При |
|
равнивая эту величину S0, и получим (7.14) с точностью до чис |
||
ленного коэффициента. |
|
Питаев- |
Как было показано в работе Б. Э. Мейеровича и Л. П. |
||
ского [12J, в рассматриваемом случае 6К |
г0 и кТк<^_ I, |
распре |
деление температуры и поля в переходном слое от непроводящего газа к плазме, т. е. в области границы разряда, имеют универсаль ный характер, например Т = ТК/ (г/6к). В этой работе выведено и численно проинтегрировано уравнение для безразмерной темпе ратуры и построены профили всех величин в переходном слое. Найдена также точная связь температуры плазмы Тк с потоком электромагнитной энергии S0 в разряд. Эта связь, естественно, дается той же формулой (7.14), но содержит точное значение численного коэффициента— 3,14 вместо 4, что характеризует сте пень приближения модели металлического цилиндра в данном случае.
В заключение этого раздела мы хотели бы еще раз подчеркнуть, что температура разрядной плазмы определяется условием балан са потоков энергии в самой зоне диссипации поля и без рассмотре ния этого процесса, скажем, если в буквальном смысле не выходидить за рамки модели «металлического цилиндра», определить проводимость эквивалентного разряду проводника в принципе невозможно. Что же касается радиуса разряда г„, то его легко свя зать с выделяющейся в проводнике мощностью W условием тепло
отвода этой мощности через «непроводящий зазор». |
Интегрируя |
уравнение теплопроводности в «зазоре», получим |
приближенно |
^ X d T ^ Q K- Q CT^ ^ l n ~ . |
(7.15) |
^ст
28,2. Влияние частоты и порог режима. Вследствие резкого характера зависимости о (Т) даже для небольшого повышения температуры требуется значительное увеличение тока в индукто ре, что сопровождается существенным увеличением мощности, вкладываемой в разряд. Сказанное следует из формул (7.10), (7.13) и усугубляется появлением при высоких температурах потерь на излучение, которые не были учтены. Практически в ин дукционных разрядах атмосферного давления температуры не поднимаются выше примерно 10 000°. Примечательно, что ток в индукторе, необходимый для поддержания данной температуры, по формуле (7.10) не зависит от частоты. Этот вывод, однако, спра ведлив только в случае достаточно высоких частот. На низких частотах, так же как и при небольшой проводимости (температуре), толщина скин-слоя перестает быть малой по сравнению с радиусом разряда, и формулы (7.10), (7.13) теряют силу.
В работе Р. Е. Ровинского и А. П. Соболева [13] был рассмот рен практически важный вопрос: на какой частоте вообще выгод нее всего работать, если, скажем, иметь в виду получение плазмы
240