Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Проблемы и отличительные особенности электрического разряда высокого давления с молекулярными примесями 10
Глава 2. Методы определения характеристик закрытого дугового разряда 25
2.1. Диагностика по контурам спектральных линий 25
2.2. Интерферометрический метод 29
2.2.1. Определение тепловых характеристик разрядной трубки 38
2.2.2. Определение концентрации и атомной температуры в плазме 41
2.2.3. Определение плотности и температуры плазмы с помощью голографической интерферометрии 50
Глава 3. Исследование временных и пространственных распределений параметров плазмы МГЛ 55
3.1. Общие закономерности формирования состава плазмы 55
3.2. Влияние переменного характера разрядного тока на распределение компонент плазмы 64
3.3. Конвекция в ртутных дуговых разрядах с легкоио-низуемыми примесями. 78
3.4. Исследование температуры плазмы 86
Глава 4. Модель для расчета состава плазмы с учетом процессов переноса 92
4.1. Анализ экспериментальных результатов 92
4.2. Особенности, упрощающие модель разряда МГЛ 96
4.3. Расчет радиальных распределений компонент плазмы 102
4.3.1. Диффузионное перераспределение... 105
4.3.2. Ионизационное перераспределение 117
4.3.3. Совместное действие диффузионного и ионизационного механизмов распределения 129
4.4. Общее распределение компонент по объему разряда 130
Глава 5. Формирование условий на поверхности, ограничивающей плазму 137
5.1. Типы граничных условий 137
5.1.1. Добавка в недостатке 137
5.1.2. Добавка в избытке 139
5.2. Распределение температуры по стенке разрядной трубки 141
Глава 6. Свойства конкретных источников МГЛ и вопросы их оптимизации 157
6.1. Влияние взаимных размеров разрядной зоны и трубки на состав плазмы 157
6.2. Уменьшение негативной роли конвекции при формировании состава плазмы 165
6.3. Определение коэффициентов диффузии 168
3аключение 172
Литература 175
Приложения 185
- Определение плотности и температуры плазмы с помощью голографической интерферометрии
- Влияние переменного характера разрядного тока на распределение компонент плазмы
- Расчет радиальных распределений компонент плазмы
- Распределение температуры по стенке разрядной трубки
Введение к работе
Добавление примесей в электрический разряд приводит к изменению свойств плазмы (электро- и теплопроводность, излуча-тельная эффективность и т.д.), что широко используется при создании различных газоразрядных устройств: лазеров, плазмохимиче-ских реакторов, источников излучения и т.д. Однако, появляющаяся при этом многокомпонентность сильно усложняет картину происходящих явлений в плазме, затрудняет ее понимание.
Показательной в этом отношении является проблема перераспределения примесей (галогенидов металлов) в дуговых источниках излучения: металлогалоидных лампах (МГЛ) ^1-3/, выступивших в данной работе в качестве примера устройств с многокомпонентной плазмой и конкретных объектов исследования. Для объяснения наблюдаемой неоднородности в распределении плотностей примеси по объему разрядной трубки выдвинут ряд механизмов (см.главу I), в некоторых случаях построены модели, согласующиеся у каждого автора с собственными экспериментальными данными.
Однако, приводимые разными авторами результаты настолько противоречат друг другу, что приходится констатировать фактическое отсутствие ясной картины формирования состава такой плазмы не только с количественной, но и с качественной стороны.
В МГЛ разряд происходит в буферном газе (ртутные пары и инертные газы) с добавками молекулярных примесей, в качестве которых наиболее подходящими являются галогениды металлов /1-^7» выполняющих в разряде двоякую функцию. С одной стороны, галогениды металлов имеют более высокое, чем у большинства металлов, давление насыщающих паров, при этом энергия диссоциации их молекул такова, что в плазме они практически все диссоциируют на атомы. В результате в разряде обеспечивается высокая плотность
излучающих атомов металла и эффективность в соответствующих областях спектра увеличивается. С другой стороны, в пристеночной области галогениды металлов находятся в молекулярной форме и тем самым устраняется разрушающее воздействие (из-за химических реакций) атомов металлов на материал стенки трубки.
Источники типа МГЛ используются в различных отраслях как для общего, так и специального освещения в медицине и биологии, в сельском хозяйстве, в полиграфической промышленности и светокопировании, фотохимии, лазерной технике и т.д. /Х~77» Интерес к этим источникам в последнее время возрос в связи с усилившейся необходимостью более эффективного преобразования электрической энергии в световую.
Такое положение предопределяет актуальность проведения исследования плазмы данного класса источников, в том числе исследования процессов формирования по объему состава плазмы, что является основной целью настоящей работы.
Диссертация состоит из шести глав, введения и заключения.
В первой главе приводится краткий литературный обзор по свойствам закрытого дугового электрического разряда высокого давления с молекулярными примесями и некоторым методам, приме-няемым для его диагностики. Определяется цель работы и проводится постановка задачи.
Во второй главе описываются используемые в работе методы оптической диагностики плазмы. Разработаны методы достаточно точного определения плотности плазмы и распределений температуры в источнике (погрешность определения меньше 10$) с использованием обычной двухлучевой и голографической интерферометрии.
В третьей главе приводятся результаты экспериментального исследования МГЛ. Определены основные закономерности поведения объемных распределений примесей от условий разряда. Выявлена
роль переменного характера разрядного тока на перераспределение компонент плазмы. Исследована конвекция и найдены температурные распределения внутри разрядной трубки.
В четвертой главе на основе экспериментальных результатов и теоретических оценок построена количественная модель формирования состава плазмы в дуговых источниках с примесями галогени-дов металлов.
В пятой главе в соответствии с тем, что граничные условия являются неотъемлемым фактором при формировании состава плазмы, проведен анализ условий, образующихся на поверхности, ограничивающей плазму. В приближенной форме решена задача расчета температурных полей в приэлектродном узле разрядной трубки. Для выравнивания температуры по стенке трубки предложен новый метод внутреннего экранирования.
В шестой главе приводятся примеры использования полученных результатов для определения состава плазмы и решения задач оптимизации дуговых источников излучения.
В работе представляется к защите следующее.
Совокупность предложенных и развитых интерферометрических методов диагностики стационарного закрытого дугового разряда высокого давления.
Результаты экспериментальных и теоретических исследований сложного атомно-молекулярного состава плазмы и процессов переноса, приводящих к перераспределению компонентов по объему разрядной трубки.
Результаты экспериментального и теоретического исследования формирования и оптимизации распределения температуры по поверхности стенки, ограничивающей плазму.
Материалы настоящей работы докладывались на I Всесоюзной конференции по спектроскопии низкотемпературной плазмы (Ленин-
град, 1973); на I Всесоюзной научно-технической конференции "Фотометрические измерения и их метрологическое обеспечение" (Москва, 1974); на Всесоюзном симпозиуме "Исследование пространственно-неоднородной плазмы по контурам спектральных линий" (Петрозаводск, 1974); на УП и УШ Национальных конференциях по спектроскопии (Болгария, 1976, 1978); на Всесоюзном научно-техническом семинаре "Состояние разработок и производства газоразрядных источников света, пути их дальнейшего совершенствования" (Полтава, 1978); на У Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы (Киев, 1979); на ХУ Международной конференции по явлениям в ионизованных газах (Минск, 1981); на Всесоюзном совещании по физике электрического пробоя газов (Махачкала, 1982).
Основные результаты диссертации были опубликованы в работах:
Бородин В.И., Луизова Л,А., Сысун В.И. Исследование температурного поля и энергетического баланса горелки МГЛ простым интерферометрическим методом. - Светотехника, 1973, № 12, 8-Ю.
Бородин В.И., Вдовин В.Г., Луизова Л.А. Теоретическое и экспериментальное исследование возможности голографического метода, применяемого для измерения температурных полей в закрытых дугах. - Тезисы докладов I Всесоюзной научно-технической конференции "Фотометрические измерения и их метрологическое обеспечение" - М., ЕНИИОФИ, 1974, 278.
Бородин В.И. Расчет формы контура спектральной линии, излучаемой оптически плотной неоднородной плазмой со сложным химическим составом, находящейся в ЛТР. - В кн.; Диагностика плазмы по контурам спектральных линий. Межвуз.сб. - Петрозаводск, 1977, 20-24.
Бородин В.И., Хахаев А.Д. Построение модели плазмы дугового разряда со сложным химическим составом при спектроскопических расчетах. - Тезисы докладов УШ Национальной конференции по атомной спектроскопии. - Болгария, Варна, 1978,49-50.
Бородин В.И. Интерферометрия плазмы стационарного закрытого дугового разряда высокого давления. - Тезисы докладов У Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы. -Киев, 1979, 104.
А.С. 691959 (СССР). Горелка дуговой лампы высокого давления/ В.И.Бородин - Опубл. в Б.И., 1979, № 38.
Бородин В.И., Луизова Л.А., Некрылова И.М. Измерение параметров многокомпонентной дуговой плазмы в течение периода переменного тока. - Тезисы докладов У Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы. - Киев, 1979, 105.
Бородин В.И., Луизова Л.А., Трухачева В.А., Хахаев А.Д. Исследование временных и пространственных распределений параметров многокомпонентной плазмы закрытой дуги высокого давления. - В кн.: Оптика неоднородных сред. Межвуз.сб. - Петрозаводск, 1981, II7-I4I.
Бородин В.И. К теории расслоения примесей в закрытых дуговых разрядах высокого давления. - В кн.: Оптика неоднородных сред. Межвуз.сб. - Петрозаводск, 1981, 88-99.
Бородин В.И., Луизова Л.А., Хахаев А.Д. Определение атомной температуры плазмы в закрытом стационарном разряде высокого давления интерферометрическим методом. - Тезисы докладов Всесоюзного совещания по физике электрического пробоя газов. - Махачкала, 1982, 24-25.
Бородин В.И. Конвекция в ртутных дуговых разрядах с легко-ионизуемыми примесями. - Теплофизика высоких температур, 1982, т.20, вып.З, 443-446.
Бородин В.И., Луизова Л.А., Хахаев А.Д. Интерферометрия закрытых стационарных разрядов высокого давления. - Теплофизика высоких температур, 1983, т.21, вып.5, 970-975.
Исследование составов наполнения и режимов работы металло-галоидных ламп с целью получения оптимальной световой отдачи. (Отчет). Петрозаводский гос.университет, ї^гк.теш А.Д.Хахаев, Исполнители: Бородин В.И., Заровняев Г.В., Луизова Л.А., Некрылова И.М., Соляникова В.А, - № ГР72045576, инв.№ Б88269І - Петрозаводск, 1974 - 88 с.
Бородин В.И., Хахаев А.Д., Щербина А.И. Тепловая оптимизация дуговых источников излучения с примесями галогенидов металлов. - ТВТ, 1984 (принята к депонированию).
Определение плотности и температуры плазмы с помощью голографической интерферометрии
Причина сложившегося положения кроется в отсутствии достаточно обширных исследований процессов формирования«состава плазмы с варьированием характеристик источников и условий протекания разряда в них (мощность разряда, количество вводимых добавок, геометрические конфигурации разрядных трубок и т.д.). Имеющиеся отдельные результаты, полученные для конкретных источников, не позволяют выявить закономерности поведения распределений добавок с изменением условий разряда, не позволяют найти области значимости того или иного механизма разделения. Это приводит к наблюдаемому произволу и субъективности при объяснении эффектов перераспределения компонентов плазмы и построении модели МГЛ.
Поскольку плазма МГЛ является частным случаем в ряде существующих типов плазмы, то необходимо выяснить, возможно ли распространить результаты исследования и теоретические построения для других типов разряда на разряд МГЛ.
Наиболее полно явления перераспределения состава плазмы по объему исследованы в слаботочных разрядах низкого давления /2Z/. Экспериментально и теоретически выявлены следующие процессы,приводящие к отклонению от однородного распределения состава плазмы по объему разрядной трубки. 1. За счет передачи кинетической энергии свободных электронов молекулам и атомам газа при упругих соударениях происходит нагревание газа и перераспределение его плотности по объему в соответствии с формулой /7 2. Электроны и ионы, двигаясь под действием электрического поля z , приобретают количество движения, которое они передают молекулам нейтрального газа при упругих соударениях с ними, что приводит к появлению градиента плотности в аксиальном и радиальном направлении. 3. К такому же эффекту приводит перенос массы в виде ионов к электроду или стенке с их дальнейшей рекомбинацией. В газовой смеси указанные процессы приводят не только к перераспределению общей плотности плаэмообразующей среды, но и к изменению соотношения концентраций компонент по сравнению с первоначальным, существовавшим до включения тока /ZZ/. Основы теории формирования состава плазмы для некоторых случаев разряда низкого давления с учетом указанных механизмов перераспределения и разделения компонентов были заложены Ленг-мюром, Дрювестейном, Клярфельдом и др. {2ZJ\ При разработке данных теорий использовались следующие допущения: 1) везде считалось, что гибель ионов происходит только на поверхностях, ограничивающих плазму, объемные процессы рекомбинации не учитывались; 2) радиальная неоднородность температуры тяжелых частиц не учитывалась или считалась малой, а распределение электронов по радиусу считалось бесселевским; 3) для легкоионизуемой добавки рассматривалось только два случая: когда концентрация ионов примеси /% равна концентрации электронов /?е (примесь содержится в больших количествах) или когда/ /7е (концентрация примеси очень мала).
Допущения I и 2, справедливые лишь для разрядов низкого давления (/ 10 мм рт.ст.), не позволяют использовать результаты их исследования для разрядов высокого давления, где существует обратная ситуация, в которой скорости объемных процессов ионизации и рекомбинации много больше потоков частиц на стенку, а распределения параметров разряда (/,/7 и т.д.) являются неоднородными по радиусу. Кроме того, данные теории предназначены для сравнительно простых одно а томных газов и не учитывают молекулярных процессов (например, диссоциацию).
Близкими по параметрам к рассматриваемой плазме являются открытые дуговые разряды, используемые для целей спектрального анализа (см.например, /223/), где исследуемая проба вводится в качестве малой добавки. Из процессов, влияющих на перераспределение компонент, здесь наиболее важное значение придается дрейфу ионов в аксиальном электрическом поле, приводящему к накоплению атомов легкоионизуемой примеси у катода (катафорез), что находит широкое применение для увеличения чувствительности метода 3-297. Теория разделения добавок в открытой дуге была развита в работах /4-287. Из общей системы уравнений переноса получено аналитическое выражение для распределения атомов малой легкоионизуемой добавки в межэлектродном промежутке, при этом были приняты следующие допущения: а) не учитывался перенос под действием термодиффузии, радиального электрического поля- и радиальной составляющей скорости конвекции 1/ ; б) напряженность аксиального электрического поля с и скорость конвекции г/# считались постоянными по радиусу, а /% еще и по оси; в) не учитывалась температурная зависимость коэффициентов диффузии атомов и ионов , кроме того, было принято, 44o2/-J) .
Влияние переменного характера разрядного тока на распределение компонент плазмы
Описанный способ позволяет также измерить скорость охлаж дения стенки и определить коэффициент теплоотдачи -, посколь ку в стащонєрном режиме скорость охлаждения равна скорости нагревания После выключения разряда скорость ее охлаждения будет приблизительно равна скорости теплоотдачи при горении до тех пор, пока температура стенки существенно не понизится. Исследования показывают, что с точностью до 3% это равенство сохраняется первые четыре секунды после выключения разряда. Измерив скорость движения полос в первые моменты вре мени после "скачка", находим оср : где Рс/ч Сс?— плотность и теплоемкость материала стенки соответственно; V-}()- скорость движения полос как функция высоты горелки.
Для иллюстрации применения описанной методики на рис.2.б приводится распределение температуры стенки по высоте трубок различных потребляемых мощностей. Дисперсия воспроизводимости измерения составляет одну полосу и погрешность интерферометри-ческого метода измерения температуры составляет величину порядка 20 К. На этом же графике нанесены результаты измерения температуры стенки термопарой при мощности горелки 700 Вт, которые практически совпадают с интерференционными. Регрессионная кривая зависимости скорости охлаждения от высоты горелки приведена на рис.2.7. Результаты определения коэффициента ОСу- приводятся ниже.
Ранее указывалось, что точность интерференционного метода при диагностике плазмы можно существенно увеличить, если использовать "скачок" интерференционной картины, так как в этом случае искажения за счет внешних факторов малы.
Однако, как показывают исследования, вкладом стенки горелки Ост уже пренебречь нельзя. За время релаксации плазмы температура стенки успевает измениться на несколько градусов, что приводит к величине Осг порядка нескольких десятых долей полосы. По приведенной на рис.2.5 осциллограмме легко найти вклад стенки в общую разность хода и получить в чистом виде разность оптической длины пучка 7 в плазме между рабочим состоянием источника и состоянием, когда частицы распавшейся плазмы пришли в тепловое равновесие со стенкой.
Для этого на осциллограмме выбирается промежуток времени 42: от начала выключения разряда, превосходящий по величине время существования "скачка" (см.рис.2.5). Искомая величина определяется следующим выражением: где 4 2- - число полос на участке осциллограммы, соответствующего отрезку времени Ас . Скорость полос ifa находится по участку осциллограммы, следующему за "скачком". \ . Измерив на нескольких хордах, отстоящих на разных расстояниях от центра трубки, получим ряд значений ис и затем с помощью уравнения Абеля, реализовав тот или иной метод его решения, найдем распределение показателя преломления по радиусу трубки. Переход к распределению концентрации осуществляется с помощью известного соотношения где АС" - изменение показателя преломления в данной точке плазмы. /7 находится по известному наполнению и объему горелки. В общем случае, когда распределение температуры стенки по высоте горелки сильно отличается от однородного, для нахождения /7 необходимо проведение дополнительного эксперимента.
Рассмотрим вопрос о точности определения концентрации плазмы и атомной температуры данным методом. В рассматриваемых источниках плазма является слабоионизованной, и в показатель преломления основной вклад вносят нейтральные атомы и молекулы, распределение которых имеет минимум в центре разряда, а максимум у стенки. Типичный вид такой функции /){Ъ) приводится на рис.2.8 (кривая 3). Кривая 4 на том же рисунке представляет радиальное распределение оптической разности хода лучей u(fy , соответствующей функции /?W . Функция c/faj имеет очень крутой ход в пристеночной области и, поэтому для определения концентрации у стенки необходимо в пристеночной области получать значения и с гораздо большей частотой по радиусу, чем в центральных участках трубки.
Расчет радиальных распределений компонент плазмы
Описанный выше метод интерферометрии с лазерными пучками обладает тем неудобством, что приходится производить большое количество измерений, каждый раз включая и выключая разряд и перестраивая схему на новое прохождение пучка в горелке. Использование для одной и той же МГЛ сразу нескольких таких интерферометров - сложная задача. Поэтому, удобным оказывается применение голографической интерферометрии. Однако, здесь имеются определенные трудности, уменьшающие преимущества метода. Более того, как будет видно из дальнейшего, наиболее эффективным оказывается метод, объединяющий оба метода: для расшифровки интерферограммы, полученной с помощью голографии, необходимы дополнительные данные, которые получаются из эксперимента с двухлучевым интерферометром. Интерферограмма получается методом двух экспозиций. Первая экспозиция делается в рабочем состоянии источника, вторая - после установления теплового равновесия частиц плазмы со стенкой трубки при выключении разряда.
Все описанные выше сложности, связанные с видом функции распределения частиц в плазме и с наличием оптически несовершенной оболочки разряда проявляются при получении и обработке голографических интерферограмм. Более того, из-за большого отклонения краевых лучей относительно лучей, проходящих через центральные области разряда (величина отклонения равна нескольким десяткам градусов), зачастую, у стенки не разрешается более толстый слой, чем это было ранее. Поэтому здесь для увеличения точности еще более целесообразнее использовать дополнительный эксперимент по определению концентрации на стенке.
Для получения распределения показателя преломления в плазме одной только интерферограммы оказывается недостаточно. По ней можно определить лишь относительное изменение оптической длины лучей от точки к точке по радиусу и уравнению Абеля будет удовлетворять множество функций, с которыми получается одна и та же интерферограмма. В связи с этим необходимо "привязать" данную интерферограмму к абсолютному значению показателя преломления.
В частном случае длинных трубок с относительно небольшими заэлектродными областями (когда можно считать, что плазменный столб занимает все пространство горелки) можно принять, что перераспределения частиц плазмы по высоте горелки после выключения разряда не происходит, и дополнительным условием, налагаемым на искомую функцию /Zc / у , будет соотношение, выражающее факт постоянства числа частиц в поперечном слое до и после выключения разряда: Однако, чаще всего данное условие для МГЛ не выполняется: их диаметр сравним с межэлектродным расстоянием, а заэлектрод-ные объемы сравнимы с полным объемом горелки. После выключения разряда происходит заметное перераспределение частиц по высоте трубки. В этом общем случае для привязки интерферограммы к абсолютному значению необходимо воспользоваться значением скачка , полученным двухлучевым интерферометром для какой-нибудь хорды разрядной трубки.
Поскольку при получении интерферограммы вторая экспозиция делается через некоторый промежуток времени после первой, то необходимо принимать во внимание искажения, вносимые в интерферограмму стенкой трубки. Последние возникают за счет того, что лучи, проходящие на разных расстояниях от центра разряда, проходят разные пути в стенке трубки. Зависимость длины пути, проходимого лучом в цилиндрической стенке трубки от расстояния до ее центра легко находим геометрически: где CL - половина пути в цилиндрической стенке горелки, проходимая лучом по хорде, находящейся на расстоянии JC от центра трубки (рис.2.10); & , г- - внешний и внутренний радиусы трубки.
В качестве иллюстрации на рис.2.10 приведен график функции (2.37) для 6-о= I см, rd = 0,9 см в относительных единицах. За начало отсчета принята длина пути Ссо в стенке, проходимая центральным лучом. Как видно из графика разность хода центральных и краевых лучей в стенке трубки отличается на несколько десятков процентов.
Реальная интерферограмма оказывается деформированной в направлении, перпендикулярном оси симметрии трубки. Такого рода искажение может быть исправлено с помощью той же самой осциллограммы движения интерференционной картины, полученной для целей "привязки" интерферограмм к абсолютному значению. Делается это таким образом: по осциллограмме определяется скорость движения полос, обусловленная остыванием стенки, и по известному времени между экспозициями находится дополнительный набег фазы луча, проходящего вдоль данной хорды (см.раздел 2.2.2). Далее по известной зависимости (2.37) определяется дополнительный набег фазы в любой другой точке интерферограммы. Если поверхность трубки значительно отличается от идеально цилиндрической или толщина стенки не постоянна по сечению, то длину пути луча в стенке GL МОЖНО найти из геометрических построений путем прохождения зондирующих лучей через реальную конфигурацию стенки трубки, для чего необходимы дополнительные исследования (например, сделав поперечный разрез трубки).
В этом смысле, описанный ранее метод интерферометрии на лазерных пучках лишен этого недостатка и для учета искажения, вносимого стенкой, не требуется знания конфигурации стенки исследуемого источника. Итак, в описанном методе голографической интерферометрии кроме получения самой интерферограммы необходимо сделать два измерения двухлучевым интерферометром: одно - для "привязки", другое - для определения 2ст.
Разработанные методы интерферометрической диагностики использовались для определения концентрации буферного газа (ртути) и атомной температуры, а также для определения температуры стенки и коэффициента теплоотдачи в балансе энергии рассматриваемых типов разряда.
Распределение температуры по стенке разрядной трубки
В чисто ртутных разрядах конвекция подробно изучалась во многих работах /I, 83-85/. Вопрос же об изменении конвективных потоков при переходе от разрядов в чистом газе к разряду с добавками в литературе почти не рассматривался, хотя известно, что введение в разряд легкоионизуемой примеси приводит к уменьшению температуры разряда, что должно найти отражение в изменении скорости конвекции. Приведенные в /86/ теоретически полученные радиальные профили конвективных скоростей для некоторых типов разрядов с примесями имеют частный характер. Экспериментальные данные по этому вопросу отсутствуют.
В данном разделе приводятся результаты исследования конвекции в вертикально расположенных ртутных дуговых разрядах высокого давления с легкоионизуемыми примесями, и предлагается метод оценки аксиальных скоростей конвективного потока по известным внешним параметрам разряда.
Определение характера распределения скоростей конвективных потоков проводилось оптическими методами на разрядных трубках МГЛ с примесью иодидов таллия, натрия и индия путем наблюдения движения пробных светящихся частиц, вводимых в разряд импульсно.
Исследования проводились в двух температурных режимах стенки трубки: обычный режим - Т = 1000 К и режим с охлаждением, когда Т падала до 700 К, в результате чего осуществлялся переход к чисто ртутному разряду, поскольку добавки практически полностью конденсировались на стенке.
Схема установки представлена на рис.3.9. Луч мощного импульсного лазера І (Г0Р-І00), который фокусируется с помощью линзы 2 на внутреннюю поверхность стенки трубки или электрода, вызывает испарение материала электрода и вещества, покрывающего его поверхность или поверхность стенки. Динамика движения испарившегося вещества, которое состоит из смеси атомов (молекул) и микрочастиц, наблюдалась визуально и регистрировалась кинокамерой 4. Микрочастицы проявляли себя в виде движущихся светящихся точек, атомы - в виде расплывающегося светящегося в соответствующей области спектра облака, излучение которого выделялось интерференционным светофильтром б. Трубка 5, подключенная к компрессору, создавала регулируемую струю воздуха для локального охлаждения стенки .трубки с целью накопления вещества в месте фокусировки луча за счет конденсации. Оптимальные величины впрыскиваемого в разряд вещества подбирались экспериментально, исходя из условия минимального возмущения разряда путем регулирования мощности излучения лазера в импульсе, а также количества накопленного (сконденсировавшегося) вещества на стенке. Длительность импульса I мс.
На рис.3.10 представлена кинограмма процесса движения впрыскиваемого вещества. Характер распределения конвективных потоков в исследованных разрядных трубках (250-700 Вт) приведен на рис.3.9. Движение во всех случаях ламинарное. Поведение потоков не следует строго "классической" форме /I, 27 (траектория 7), и часть внутренних струй, граничащих с 00 - цилиндрической поверхностью нулевой вертикальной скорости, замыкаются, не дойдя до низа трубки (траектория 8). Однако основная масса газа переносится струями, близкими к траектории 7. Приближенно можно считать, что радиальные составляющие конвективных потоков по всему межэлектродному промежутку отсутствуют, за исключением концевых областей. То есть движение приближенно имеет одноконтурный одно-ячеистый характер. Степень приближенности растет с уменьшением отношения межэлектродного расстояния к радиусу трубки ( Так с увеличением радиуса трубки (до лг = 1,5 см) траектории движения частиц начинают приближаться к эллипсам, причем "центр вращения" 10 опускается вниз, к середине высоты трубки II (конвективная ячейка симметризуется по высоте трубки). Наоборот, с уменьшением радиуса трубки (до к = 0,7 см, 1 /Q растет) конвективное движение постепенно теряет одноконтурную форму. У поверхности 00 появляются отдельные циркуляции (ячейки 9), то есть появляются элементы многоконтурной (многоячеистой) конвекции. Однако, пока скорости потоков в этих ячейках малы, а сами ячейки мало развиты в смысле занимаемого объема.
Таким образом для ламп с номинальной мощностью IV 700 Вт конвективное движение можно приближенно считать одноконтурным. В дальнейшем, концевые области разрядных трубок не рассматриваются, поэтому радиальной составляющей конвективных потоков можно пренебречь.
Результаты определения вертикальных скоростей потоков для чисто ртутного разряда и разряда с добавками приведены на рис. 3.11. Различие в величинах скоростей по высоте горелки лежит в пределах погрешности эксперимента (относительная среднеквадратичная ошибка составляла величину 20$). Из рисунка видно, что скорости потоков в горелках с добавками меньше, чем в соответствующих чисто ртутных: для мощности 250, 400 Вт - в 1,4 раза, для 700 Вт - в 1,7 раза. Расстояние поверхности 00 от стенки трубки ( к— to на рис.ЗЛІ) равно (0,35 - 0,25)» fd% что близко к значению для чисто ртутного разряда.
