Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 10.04.2024
Просмотров: 194
Скачиваний: 2
Для получения недостающего уравнения в теории дуги обычно используется так называемый принцип минимума Штеенбека, или принцип минимума мощности, согласно которому при задан ных I 0, R и Тстдолжно установиться такое распределение Т (г), чтобы выделяющаяся мощность W, а следовательно, и поле Е были минимальными. Если продифференцировать уравнение (7.20) по rQс учетом того, что между ок = а (Тк) и г0 имеется функ циональная зависимость, подставить производную dTK/dr0, опре-
Рис. 7.13. «Вольт-амперная» харак теристика дуги в азоте атмосферно го давления [16]
Сплошная линия — эксперимент, пунктир ная — расчет с применением принципа минимума. Радиус охлаждаемой трубки
1,5 см
деленную путем дифференцирования уравнения (7.21), |
а затем |
в соответствии с условием минимума положить dE/dr0 = |
0, найдем |
недостающую связь Тк и г0: |
|
кк&}((1з@Т)т=тк — |
(7.22) |
Расчеты дуг на основе уравнений (7.20)—(7.22) дали превосход ное согласие с опытом (рис. 7.13). Однако вопрос о правомерности использования принципа минимума, который отнюдь не является очевидным, послужил предметом многих дискуссий и обсужде ний в печати, начиная с 30-х годов и вплоть до наших дней. Воп рос, видимо, не потерял своей актуальности, ибо даже в послед ние годы появляются работы, в которых при помощи принципа минимума рассчитывают не только дуговые, но индукционные и СВЧ-разряды. Между тем в последних двух случаях примене ние принципа приводит просто к ошибочным результатам, хотя внешне в каких-то диапазонах параметров получаются разумные качественные зависимости и даже согласие с опытом [14, lo, ooj.
Откладывая немного обсуждение возможности использования принципа минимума, покажем, что в привлечении это™ принципа к расчету дуги на основе каналовой модели нет ни малейшей необ ходимости, а недостающее соотношение вытекает из рассмотре ния процесса в самом канале [18]. Тем самым будут продемонстри рованы общность и единство основных закономерностей, которые определяют температуру плазмы в разрядах любых частотных диапазонов и возможность действовать стандартным методом, которым уже были получены соответствующие соотношения
245
в случаях индукционного разряда (см. раздел 28) и разряда, поддерживаемого электромагнитной волной (см. подраздел 24.4).
В рассматриваемой задаче из исходного уравнения (7.18), со вершенно общего соотношения (6.26) и граничных условий на оси также вытекает закон сохранения суммарного потока энергии
(7.8). Замечая, что S |
= Sr = (с/4я)ЕН (Е = |
Е,, Н = Я ф), |
выражая Е через Н по |
уравнению Максвелла |
rot Н = 4лоЕ/с, |
умножая уравнение потоков (7.8) на а и интегрируя, получим
Тк |
R |
(7.23) |
{i S(T)%(T)dT = |
J ^ r ^ ± ( r H ) i r . |
|
тст |
о |
|
Это точное соотношение мы превратим в приближенное, вос пользовавшись каналовой моделью, для того чтобы выразить первую часть через данную величину полного тока. (В условиях данной геометрии поток S нельзя представить в чисто дифферен циальной форме, поэтому уравнение потока (7.8) не удается про интегрировать точно.) Вне канала Н — Н0 {гJr), где Н0 = 210/сг0, внутри канала Н = Н 0 (г/г0). Подставляя эти выражения в (7.23), получим соотношение
Т.к |
(7.24) |
5 6{T)%{T)dT = l H ^ r l |
ТСт~0
которое дает недостающую связь Тк и г0, по своему выводу опре деляет именно температуру плазмы и вполне аналогично соотно шениям (7.10), (6.59), которые получались для рассмотренных ранее разрядов.
При обычно резкой зависимости а (Т) новое уравнение (7.24) дает практически те же численные результаты, что и старое — (7.22), т. е. также обеспечивает согласие с опытом, проверенное старыми расчетами слаботочных дуг (см. рис. 7.13). Но, конечно, оно имеет совсем иное физическое содержание, выражая, как и в рассмотренных ранее случаях, условие стационарного вывода
энергии из |
зоны диссипации теплопроводностным потоком. |
|
|||
Взаимные связи параметров дуги выступают в очень нагляд |
|||||
ной форме, |
если положить о = |
С ехр (— I/2UT), где |
С = |
const |
|
и кТ<^1 - |
к = const и Тст= |
0. |
Разрешая систему |
уравнений |
|
(7.20), (7.21), (7.24) х, найдем |
|
|
|
|
|
г0 = |
В V |
h |
= 2лВ Y 2кк/С1 ТКак, |
(7.25) |
|
Е = |
2 У Ш С П TK/RaK, |
W = 4яАЛГк, |
|
|
|
АГК= |
2кТ2к/1, |
о„ = о (Гк). |
|
|
1Заметим, что при этом вычисление интеграла в (7.24) использованным ра нее способом дает результат, в точности совпадающий с результатом диф ференцирования й в уравнении (7.22).
246
Таким образом, для поддержания более низких температур тре буются меньшие токи (кстати, отсюда следует, что состояния устой чивы). При понижении тока сокращается радиус разряда, умень шается мощность и возрастает напряженность поля. Из последне го ясно, что существует порог по току (и температуре): если необ ходимое напряжение на электродах превысит возможности гене ратора, режим станет невозможным.
29.2. О недопустимости повсеместного применения принципа минимума. Принцип минимума мощности был высказан Штеенбеком в 1932 г. [16] в качестве интуитивного полуэмпирического правила, и его популярность в значительной степени объясняется успешным согласием с опытом, которое дает его применение к рас четам дуговых разрядов. Попытки теоретического обоснования принципа свелись в конце концов к анализу его связи с известным принципом минимума производства энтропии в термодинамике неравновесных процессов. При этом, а также при выяснении при чин отдельных неудач получилось некое наслоение ошибок: неко торые авторы, справедливо критикуя предыдущие работы, сами допускали новые неточности. Наиболее совершенный анализ воп роса, по нашему мнению, содержится в работах М. О. Розовско го [19, 20].
Не входя в подробности, скажем о результате этого исследо вания. Даже когда справедлив принцип минимума производства энтропии, мощность в стационарном состоянии, вообще говоря, не минимальна по сравнению с мощностью, диссипируемой в раз ряде при нестационарных условиях, близких к стационарному, т. е. принцип минимума мощности для дуги не является физиче ским законом. В то же время условием минимума W можно поль зоваться при вариационном подходе к расчету дуги как удобным математическим приемом, но справедливым только для определенного класса пробных распределений температуры. В част ности, распределения, отвечающие каналовой модели дуги, удов летворяют необходимому условию, которое накладывается на допустимые распределения, и потому результаты, основанные на принципе минимума мощности, получаются удовлетворительными. Что касается термодинамических систем, находящихся в перемен ных электромагнитных полях, то для них оказывается несправед ливым сам принцип минимума производства энтропии и вариа ционный подход, основанный на применении условия минимума мощности, вообще незаконен. В работе [20] показано воочию, в ка ком конкретном месте рассуждений появляется ошибка при при менении принципа минимума к высокочастотному разряду. Там предложен также некий полезный вариационный подход к зада чам о стационарных разрядах.
Итак, нет никаких причин для того, чтобы прибегать в теории разрядов к принципу минимума, который не имеет ясного физи ческого содержания и даже при ближайшей попытке обоснования неизбежно приводит к необходимости тонкого и сложного анализа.
247
Любую практически полезную упрощенную модель разряда типа каналовой, металлического цилиндра и т. д. (все они имеют один характер) можно сделать замкнутой путем приближенного рассмотрения процесса в самом «канале» на основе обычных урав нений баланса энергии и электродинамики.
30. Контракция разряда в постоянном поле теплоотдачей в стенки
Мы видели, что задача о столбе дуги (раздел 29) в своей поста новке и по характеру решения уравнений режима имеет большое сходство с задачами об индукционном разряде в длинном соленоиде (раздел 28), о разряде в сходящемся световом луче (раздел 27), о поддержании плоского плазменного фронта падающей электро магнитной волной (подраздел 24.4). В основе сходства лежит то обстоятельство, что диссипирующаяся энергия поля во всех этих случаях выносится потоком тепла только в ту область, где дейст вует поле и откуда в разряд поступает поток электромагнитной энергии.
Рассмотрим процесс, который в этом отношении существенно отличается от перечисленных выше и, напротив, обнаруживает полнейшую аналогию с процессом поддержания длинного плаз менного столба в цилиндрическом световом канале, в условиях, когда плазма сильно прозрачна для света (подраздел 24.3). Это разряд в плоском канале между двумя пластинами, в котором соз дано постоянное продольное электрическое поле. Задача эта была поставлена и решена в работе А. Ф. Витшаса, А. М. Дыхне, В. Г. Наумова и В. П. Панченко [21] при изучении контракции разрядов. Явление контракции часто наблюдается в различных разрядах и заключается в том, что разряд не охватывает всей области, где действует внешнее электрическое поле, достаточное для поддержания разряда. В результате стационарно сосущест вуют соприкасающиеся области, где протекает электрический ток и где тока нет. В разделе 32 мы еще упомянем о различных возможных причинах контракции, сейчас же рассмотрим процесс, в котором причиной контракции служит теплопроводностный вынос тепла на охлаждаемые стенки канала.
Представим себе бесконечный в двух измерениях плоский ка нал между двумя охлаждаемыми пластинами, расположенными на расстоянии А друг от друга (рис. 7.14). Вдоль канала параллель но пластинам действует постоянное однородное электрическое поле Е = Ег, созданное электродами, которые расположены парал лельно плоскости ху. Допустим, что в данный момент времени слева от некоторой плоскости yz газ не ионизован и тока там нет, несмотря на то что поле имеется, а справа от нее ток течет (заштри хованная область). Вообще говоря, возможен стационарный ре жим, в котором пограничная плоскость, разделяющая токовую
24а
и бестоковую зоны (плазменный фронт), движется С постоянной скоростью и вдоль оси х за счет теплопроводностной передачи теп ла от плазмы в холодный газ. Это типичный случай теплопроводностного режима распространения разряда, о котором говорилось
в разделе 24.
Поставим себе целью найти условия стационарного стати ческого сосуществования токовой и бестоковой зон, когда плаз менный фронт покоится (и = 0). Такая задача решалась для слу-
Рис. 7.14. Схема разряда
вплоском канале
А— анод, К — катод. Область раз ряда заштрихована. Сверху — ка чественное распределение темпера
туры
X
чая неравновесного разряда в условиях очень слабой ионизации, когда электронный газ в плазме нагрет до высокой температуры, а газ тяжелых частиц (атомов и ионов) нагревается мало из-за его большой по сравнению с электронами теплоемкости и вследст вие теплопередачи в стенки [21]. Задача эта служила идеализи рованной моделью для интерпретации опытов А. Ф. Витшаса, В. С. Голубева и М. М. Маликова [22] по разряду в аргоне с ма лой легкоионизуемой добавкой паров цезия (атомы аргона оста вались нейтральными). Рассмотрим, в общем следуя ходу рассу ждений работы [21], гораздо более простой случай равновесного режима, в котором электропроводность является функцией еди ной температуры газа. Он вполне укладывается в класс тех рав новесных статических режимов, которым посвящена данная гла ва, и в силу своей простоты позволяет с большей наглядностью продемонстрировать все закономерности процесса. Не рассматри вая распределение температуры в поперечном направлении у , для того чтобы сделать задачу одномерной, запишем уравнение баланса энергии режима волны разряда
р0исрdT/dx = |
— dJ/dx + F, |
J =■— К dT/dx, |
|
F = F+ - |
F_ = oE%- |
(A'0/A2 + Ф), |
(7.26) |
где A' — численный коэффициент порядка нескольких единиц, который определяется поперечным профилем температуры и ха рактеризует теплоотвод в стенки канала. Уравнение (7.26) совпа дает с уравнением (6.25), только вместо радиуса цилиндрического канала R стоит толщина плоского канала А. Как и в предельном случае слабого поглощения светового потока в плазменном столбе (подразделы 24.2, 24.3), поле Е постоянно, а граничные условия свидетельствуют о том, что в холодном газе при х = — оо Т = 0, а в плазме при х — -Г оо тепловыделение компенсируется потеря ми и J — 0.
249