Среди широчайшего разнообразия форм и типов газовых разрядов в последнее время все чаще используется разряд типа тлеющего. Разряды этого типа называются объемными, а иногда и диффузными. Эти разряды характеризуются высокой степенью неравновесности, сильным отрывом электронных, а в случае разряда в молекулярных газах, и колебательных температур от газовой. Это позволяет использовать тлеющий разряд для накачки активных сред газовых лазеров [1], для работы плазмохимических реакторов [2], для обработки металлических поверхностей [3]. Во всех этих случаях повышение эффективности и производительности устройств связано с повышением давления или плотности газовой среды, с повышением плотности тока и скорости газового потока. Газовый разряд типа тлеющего, происходящий в плотных газовых потоках, отличается от классического типа, горение которого происходит в небольших трубках в диапазоне малых давлений. Особенности процессов в таких разрядах изучены недостаточно полно. Это касается и проблемы шнуровой неустойчивости, которое заключается в переходе газового разряда из объемно-однородного состояния в пространственно-неоднородное, при котором почти весь ток концентрируется в одном или нескольких каналах — шнурах, замыкающих газоразрядный промежуток. Состояние плазмы в токовых шнурах приближается к равновесному, что делает ее непригодным для использования в этих устройствах. Причем с повышением давления газовой смеси порог шнурования снижается, и для многих способов применения тлеющего разряда шнурование является фактором, ограничивающим удельные энергетические характеристики устройств, использующих газовый разряд. Положение усугубляется еще тем, что с ростом размеров установки, шнурование начинается раньше, и удельные характеристики падают. Шнуровая неустойчивость ограничивает рабочее давление в большинстве практически значимых устройств. Их рабочее давление не превышает (103-г 104) Па, (10-г 100) Торр, а достигнутые удельные вклады электрической энергии в разряд, соответственно (10 -г- 50) Вт/см3 [1−3].
Шнурование тлеющего разряда исследовалось во многих экспериментальных и теоретических работах. Большинство теоретических моделей основывается на линейной теории устойчивости дифференциальных уравнений, определяющих порог и инкремент нарастания флуктуационных гармоник в изначально однородной среде. Исследования процессов, происходящих в разряде при критических к шнурованию условиях, показали многочисленность факторов, влияющих на порог шнурования. Это связано с большим числом элементарных процессов: возбуждение нейтральных атомов и молекул, различные типы рекомбинаций и ионизаций, большое количество химических реакций, происходящих с атомами и молекулами, с многочисленным промежуточными продуктами и т. д. Столь большое разнообразие факторов, влияющих на шнурование, очень большая сложность учета множества взаимовлияющих процессов, свидетельствуют о необходимости смены традиционного подхода к описанию процессов в газовом разряде. Само явление относится к числу синергетических переходов, происходящих в термодинамически открытых системах с ростом степени неравновесности. Данное явление почти всегда происходит на фоне стохастических полей, учет влияния которых является отдельной задачей. Выявление общих закономерностей, присущих процессу шнурования в различных газовых смесях, при разных степенях турбулентности и различных поверхностных свойствах электродов является важной и актуальной задачей. В данное время в полной мере эти закономерности не выявлены. Восполнению данного пробела с целью создания газоразрядных устройств с высокими значениями удельных вкладов электрической энергии в тлеющую форму разряда, в том числе лазеров, и посвящена данная диссертация.
Цели работы:
1. Построение физической модели физического разряда в плотных газовых потоках с учетом неоднородного распределения параметров, как в объеме газовой среды, так и на поверхности катода;
2. Решение принципиальной проблемы предотвращения шнуровой неустойчивости тлеющего разряда при повышенных плотностях газовой среды;
3. Разработка рекомендаций для создания газоразрядных устройств нового поколения.
Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. В первой главе проводится краткий обзор литературы. На основе анализа особенностей тлеющего разряда в газовых потоках при повышенных давлениях показана необходимость выделения этого типа разряда в общей классификации разрядов. Проводится анализ экспериментальной картины контракции и моделей, ее описывающих. Отдельно рассматривается влияние газового потока на разряд. Далее проводится обоснование постановки задачи. Вторая глава посвящается анализу закономерностей образования катодных пятен, с учетом случайного распределения эмиссионных свойств катода. Во второй главе формулируется вариационный принцип, полезный для дальнейшего анализа ряда конкретных случаев. В третьей главе рассматриваются модели тлеющего разряда в плотных газовых потоках: 1) локальная, 2) диффузионная модель с крупномасштабной вихревой неоднородностью, 3) диффузионно-конвективная модель с мезомасштабной вихревой турбулентностью. Четвертая глава содержит описание экспериментальной установки, результатов измерений в двух различных электрофизических режимах, их обсуждение и сравнение с данными расчетов и теоретических оценок. В пятой главе рассматривается работа электроразрядного СОглазера с вихревым потоком газа. В этой же главе приводятся оценки для использования вихревого эффекта для комбинированного охлаждения газовой смеси в лазере на моноокиси углерода.
Выводы к главе 4.
Проведен цикл электрофизических экспериментов по исследованию тлеющего разряда в турбулентном потоке газа.
1. Достигнута высокая устойчивость самостоятельного тлеющего разряда в газовом потоке: при повышении плотности газового потока срыва самостоятель-ногог тлеющего разряда в дуговую форму не наблюдалось вплоть до атмосферных давлений. Достигнутый уровень устойчивости по рабочим давлениям и по плотностям тока является наибольшим среди известных по литературе данным для самостоятельного разряда.
2. Показано, что реальная мгновенная структура (газ практически неподвижен на временах пробоя) сильнозакрученного сверхзвукового сжимаемого турбулентного потока в СВТ качественно отличается от усредненных характеристик данного класса течений. Полученные экспериментальные данные являются прямыми подтверждениями наличия локального понижения давления во вне осевой зоны. Проведены оценки верхнего и нижнего пределов данного локального понижения плотности.
Однако высокие удельные характеристики ТРВП не означают его абсолютную пригодность для накачки лазеров. Это касается в первую очередь однородности активной среды и проблемы перегрева среды. В подавляющем большинстве быстропроточных лазеров шнуровые неустойчивости начинаются задолго до достижения теплового ограничения. Особенностью разряда в вихревом потоке газа является его высокая устойчивость. Поэтому, применяя высокотурбулентный газовый поток, можно использовать более высокие рабочие плотности. Высокие плотности газовой среды приводят к возрастанию роли газовых неоднородностей [1] и требуют оценки влияния реальной структуры газового потока на энергетические и генерационные характеристики газовых лазеров. Этим и вытекающим отсюда задачам посвящается следующая глава, глава 5.
Глава 5. ПРИМЕНЕНИЯ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА РАЗРЯДА В ВИХРЕВОМ ПОТОКЕ ГАЗА.
5.1. Электроразрядный СОг — лазер с вихревым потоком газа.
Описание установки и экспериментальных результатов.
Эксперименты проводились на вихревом лазере, сконструированном на базе СВТ (рис.1&-). На торцах вихревой трубы устанавливался резонатор, состоящий из двух алюминированных зеркал диаметром 2 • 10~2 м. Одно из зеркал было плоским л с отверстием связи в центре с d = 3 • 10″ м для вывода излучения, другое зеркаловогнутым, с радиусом кривизны 1,5 м. Имеющийся в распоряжении источник питания не позволял обеспечивать величины Е/р = (5ч-10), В/ смTopp при давлении 100 Topp, необходимые для работы лазера, а получить давление ниже 100 Topp при выхлопе в атмосферу не удалось. Для того, чтобы обеспечить необходимые величины Е/р, вихревой лазер был помещен в откачиваемый резервуар, объемом около 70 л. Начальное давление в резервуаре было порядка 10 Topp. В вихревой трубке зажигался тлеющий разряд, и затем производился тангенциальный вдув лазерной смеси. При этом разряд из равномерно распространенного по объему вихревой трубы стягивался к оси, в зону низкого давления, которая составляла примерно (0,3 ч-0,5) R, но по прежнему оставался тлеющим, что подтверждается наличием генерации лазерного излучения. В этих экспериментах была зафиксирована генерация при удельных вкладах порядка 200 Вт/см3 при использовании резонатора с глухим металлическим зеркалом и металлическим зеркалом с отверстием связи. Мощность излучения была невелика — порядка 1 Вт. Это связано, с одной стороны, с малой величиной длины активной среды, которая была порядка 15 см, и, с другой стороны, с не оптимальностью резонатора.
Наличие генерации лазерного излучения свидетельствует о достижении и превышении порогового условия: к > кпор = ' ' где К «коэФФициент усиленияЬ — длина активной среды — II — коэффициент отражения выходного зеркала резонатораА — коэффициент поглощения .
Это указывает на: а) отсутствие перегрева активной среды — коэффициент усиления, как упоминалась выше, обращается в ноль при превышении газовой температуры выше определеннойб) удовлетворительную однородность активной среды, так как коэффициент, А включает все виды потерь, в том числе, на рассеяние света на оптических неодно-родностях активной среды.
Обычная интерпретация падающей характеристики мощности лазерного излучения от величины вложенной энергии, как следствия перегрева активной среды в данном случае будет вероятно неприемлемой, вследствие несоответствия типа резонатора с максимумом излучения на оси и поперечной неоднородности активной среды с максимумом кольцевой формы с одной стороны, и недооценки неоднородности активной среды в продольном направлении, с другой. Это несоответствие приводит к уменьшению КПД резонатора. Другими словами, это объяснение основывается на предположении однородности активной среды, как в радиальном, так в продольном направлениях. Учет радиальной неоднородности в резонаторе можем провести, разделив активную область на две зоны, имеющие разные коэффициенты усиления. Примем для упрощения, что приосевая зона имеет нулевой коэффициент усиления, а область, ограниченная двумя коаксиальными цилиндрами, характеризуется коэффициентом усиления слабого сигнала в, тогда мощность излучения на выходе из резонатора будет равна:
Р = Г (134) где I — интенсивность излучения, Б] - площадь кольца между цилиндрами. Интенсивность излучения I определяется через ненасыщенный коэффициент усиления О, параметр насыщения I, коэффициент усиления О по следующей формуле: I.
1.-Т в.
135) О.
Так как коэффициент усиления С среды в условиях генерации (в стационарном случае) равен пороговому, то, подставляя его выражение в формулу (135), получим:
I. -Т.
1 = -^—.
Г °оЬА 1 1п (1 — Т — к) ;
136) и если у нас имеется такой резонатор, что при генерации излучения выводится из этой же кольцевой области. Тогда мощность излучения будет равна: ^ т Л.
•Эь (137).
I. Т.
Р = §.
1п (1 — Т — к) у.
Но так как выводимое излучение проходит через балластный объем, то часть энергии теряется на поглощение и рассеяние в среде. При увеличении энерговклада в разряд увеличивается температура и растет коэффициент поглощения в приосевой области. Поэтому вывод о перегреве активной среды следует из-за недооценки неоднородности активной среды в радиальном направлении. Конечно, вывод о перегреве остается верным в интегральном смысле, но не в смысле увеличения заселенности нижнего лазерного уровня.
Проведем оценку влияния продольной неоднородности активной среды. Рассмотрим неоднородную активную среду с распределением коэффициента усиления слабого сигнала g (г). В нулевом приближении пренебрежем радиальной неоднородностью, чтобы выделить влияние продольной неоднородности. Усиление слабого сигнала при наличие лазерного излучения интенсивности 1(г) уменьшится в силу эффектов насыщения: g (I, z)=— I (z)l2 (138) L в случае неоднородной формы уширения лазерной линии, и? o (z) g (I, z).
1 + М' (139).
Is.
— в случае однородного уширения.
Рассмотрим возможные варианты влияния продольной неоднородности. При малых удельных объемных энерговкладах W (z) = j (z)-E (z), коэффициент усиления g (z) «constW (z), а в области больших энерговкладов нужно учесть перегрев среды: g (z) -падает с ростом газовой температурой, а температура повышается с ростом энерговклада. Значит, в общем случае: g[z, W (z)] = A-W (z) — B-W2(z) (140) то есть g[z, W (z)]- немонотонная функция от W, а имеет максимум. При учете только продольной неоднородности: dl = l (z).-^.dz.
1 + М (141).
Is.
В данном случае нами выбран однородный тип уширения, так как обычно технологические лазеры работают в условиях повышенной плотности активной среды. Тогда столкновительное уширение будет больше, чем допплеровское [1,69].
Усиление излучения за один проход приведет к интенсивности:
Ьа.
I (z) = Jg (z)-l (z)-dz, (142) о где La — длина активной среды.
Разделим переменные в (141), тогда аад Г Ю ёо (2).
143) или.
1п ад.
I,.
I. 8 ёо (2).
144).
1(г).
Обозначим за р (г), тогда.
1 Б.
Р (г) ехр [Р (г)] = ехр
145).
Последнее уравнение должно быть замкнуто граничными условиями. Допустим левое зеркало является глухим, а правое пропускает часть излучения и имеет коэффициент пропускания Т. Тогда получим трансцендентное уравнение относительно р. Не решая это уравнение, заметим, что интегрирование в продольном направлении приводит к усреднению продольной неоднородности. Так как на практике имеют значение усредненные значения, то продольная неоднородность плотности энерговклада не будет сказываться до тех пор, пока не начнет проявляться эффект локального перегрева активной среды. N.
Если g (z) — функция вида а1 • со^к, г), то есть, если коэффициент усиле1 ния непостоянен вдоль линии интегрирования, то интегрирование приводит к определенному усреднению коэффициента усиления вдоль длины интегрирования. Таким образом, неоднородность энерговклада, и, следовательно, коэффициента усиления усредняется при интегрировании вдоль активной среды. Однако, если коэффициент усиления зависит от энерговклада немонотонным образом, то неоднородность энерговклада приводит к снижению общего электрического КПД. V У.
5.2. О применимости тлеющего разряда в вихревом потоке газа для СО — лазера.
Так как структура вихревого потока мало меняется даже при полной смене состава газовой смеси, то вышеупомянутое обстоятельство позволяет надеяться на удовлетворительные качества при переходе на СОлазерную смесь (СО: N2: Не = =1:8:8).
Сравнивать лазеры с вихревым потоком газа с быстропроточными лазерами необходимо не только по величине удельного энерговклада, а по совокупности с другими параметрами. Действительно, использование вихревого потока для непрерывных СО2 — лазеров кажется не целесообразным из-за меньшего удельного энерговклада: qвиxp.(Дж/кг). Для СО — лазеров, как упоминалась ранее, требуется разработка устройств со стационарным или импульсным, но квазистационарным газовым разрядом. В этом смысле использование вихревой стабилизации разряда для СО — лазеров выглядит оправданным, так как в настоящее время, для создания импульсных СО — лазеров используется электроионизационный разряд с длительностью импульса порядка сотен микросекунд. Электроионизационный разряд требует использования мощных электронных пушек, что резко усложняет конструкцию и эксплуатацию таких устройств. Последнее особенно значимо, если учесть неиспользуемое рентгеновское излучение, которым сопровождается торможение сильноточного электронного пучка с энергией порядка сотни килоэлектронвольт. Использование вихревой стабилизации выглядит достаточно оправданным при учете эффекта охлаждения — эффекта Ранка — Хилша. Рассмотрим данное обстоятельство более подробно.
Поиск наилучшего способа охлаждения для мощного непрерывного работающего СО — лазера осложняется тем обстоятельством, что, вообще говоря, оптимальная рабочая температура активной среды такого лазера Тр неизвестна. С одной стороны, электрооптический КПД лазера растет с понижением температуры активной среды Тр. Характер изменения Лэо в зависимости от Тр для электроразрядных СО лазеров можно приближенно описать зависимостью:
1.1 104.
Лэо = ~ гт' тр + 70)2 (146) полученной на основе обработки имеющихся экспериментальных данных в диапазоне температур Тр = 80-^300 К [69]. С другой стороны, энергозатраты на охлаждение активной среды с понижение Т возрастает еще быстрее — по экспоненциальному закону [70]. Для примера на рис. 13 показано изменение УХ0Л одноступенчатого детандерного цикла, рассчитанного для охлаждения активной среды лазера с мощностью излучения УизЛ=10 кВт. Поэтому максимальный технический КПД СО — лазера должен достигаться при температуре ТР=Т0ГГГ., величина которой зависит от энергетической эффективности используемой системы охлаждения. Определение оптимальной по техническому КПД величины Тр и схемы охлаждения СО — лазера возможно на основе термодинамического анализа газового потока в контуре прокачки лазера при различных способах охлаждения активной среды. Проведению такого анализа и оценке рабочей температуры Тр и посвящается данный раздел работы.
Известно, что охлаждение газа до заданной температуры Тр в потоке, движущемся с дозвуковой скоростью, выполняется либо непосредственно в теплообменнике нагрузки жидким хладоагентом, имеющим нужную температуру Тх < Тр, либо с помощью различных рефрижераторных циклов, в которых полезная тепловая нагрузка отводится на более высоком температурном уровне — от Тр доТ ~ 300 К [70]. Для лазера возможны два способа охлаждения с помощью рефрижераторных циклов: «развязанный цикл», когда охлаждаемая активная среда лазера и хладоагент находятся в различных контурах, встречаясь в общем теплообменнике нагрузки, и «совмещенный цикл», когда активная среда лазера является одновременно рабочим телом холодильной машины. Совмещенный цикл, впервые рассмотренный в применении к криогенному лазеру в работах [71,72], представляется менее удобным, так как он не допускает независимых изменений «генерационных» и «холодильных» параметров газового потока (например, мощности возбуждения и скорости прокачки) и тем самым затрудняет любую перестройку режима работы лазера. Кроме того, этот вариант менее надежен, так как отклонение от заданных условий в активной области лазера должно приводить к расстройке работы холодильного цикла, и наоборот.
Рассмотрим вариант двухэтапного охлаждения газового потока, включающий предварительное охлаждение с помощью оптимизированной фреоновой холодильной машины и дальнейшее захолаживание в активной зоне лазера за счет эффекта Ранка — Хилша. Данное совмещение включает преимущества «развязанного цикла» с возможностью выбора наиболее экономичного холодильного цикла на первом этапе и охлаждение газа в активной зоне, не требующее транспортировки холодного газа. Использование эффекта охлаждения в вихревом потоке (эффект Ранка — Хилша) в непрерывных СО2 — лазерах не дает больших преимуществ перед быстропроточными лазерами из-за большой разницы в масштабах подвода энергии в газовом разряде и отвода тепловой энергии за счет только вихревого эффекта. Однако в случае СО — лазера появляется новый аспект, не рассматриваемый в теплофизических оценках для СОг — лазеров. Речь идет о ярко выраженном росте КПД СО — лазеров при охлаждении активной среды. Если применять импульсы накачки длительностью достаточной для установления необходимой функции населенности лазерных уровней, но меньшей, чем для перегрева активной среды, то практически неиспользуемый в СОг — лазерах эффект охлаждения окажется необходимым в СО — лазерах. Рассмотрим эти вопросы более подробно. Ниже приведена таблица сравнительных характеристик холодильных агрегатов [62].
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
.
Необходимость разработки мощных газоразрядных устройств, использующих неравновесный объемный разряд тлеющего типа, в особенности мощных компактных лазеров поставила задачу исследования процессов, ограничивающих их удельные характеристики. К их числу относится процесс шнурования. Поэтому была поставлена задача выяснение роли приэлектродных и объемных процессов, ответственных за возникновение и развитие шнурования.
Показаны внутренние методологические особенности существующих физических и математических моделей тлеющего разряда, ограничивающих их применимость к процессам в реальных устройствах. К их числу относятся трудности описания процессов, протекающих на фоне случайных двухи трехмерных полей. Сформулируем основные результаты и выводы работы.
1. Предложен способ построения функционала для нового вариационного принципа, как эквивалента определенной краевой задачи. Данный подход свободен от ограничений термодинамических принципов и может применяться к открытым потоковым системам, далеким от равновесных. На основе данного принципа рассмотрены основные типы тлеющего разряда:
1.1. Для самостоятельного тлеющего разряда в спокойном однородном потоке газа показана решающая роль распределения эмиссионных характеристик катода для определения порога распада однородного катодного слоя на катодные пятна. Показано, что порог распада определяется не только свойствами катода, а также определяется параметрами процессов в глубине положительного столба. Определены критерии этого порога для совокупности «катод — положительный столб» для различных типов тлеющего разряда.
1.2. Предложено использовать в качестве критерия однородности катодной поверхности фрактальную размерность распределения коэффициента вторичной эмиссии, как двухмерной случайной функции.
1.3.На основе данного принципа объяснено появление в ряде случаев мелкопятнистой структуры катодного слоя. Для несамостоятельного разряда показано, что принцип наименьшего действия приводит к появлению регулярной картины пятен. Показана причина линейной зависимости плотности тока в таких пятнах с ростом давления.
2. Показано, что для стационарного поддержания тлеющего разряда при повышенных плотностях газа необходимо обеспечить достаточный обмен газа в газоразрядном промежутке, что приводит к превышению критерия Рейнольдса и турбулентному режиму протока газа.
2.1. Вследствие наличия турбулентности тлеющий разряд в таких потоках газа качественно отличается от обычного тлеющего разряда в покоящемся газе или в ламинарном потоке. Наличие турбулентных неоднородностей плотности газа в совокупности с экспоненциально сильной зависимостью частоты ионизации от отношения напряженности электрического поля к плотности газа приводит к появлению нового свойства — перемежаемости характеристик в разрядной зоне как фундаментального свойства случайных полей со слабоспадающей негауссовой функцией распределения.
2.2.Показан новый возможный механизм стабилизации тепловых неустойчивостей тлеющего разряда в газовом потоке с вихревым типом турбулентности. Указан новый критерий качества турбулентного потока для осуществления тлеющего разряда без контрагирования. Последнее имеет важное практическое значение для разработки газового тракта газоразрядных устройств.
3. Экспериментально показано:
3.1.использование сильнозакрученного высокотурбулентного газового потока позволяет добиться устойчивого горения объемного самостоятельного разряда при повышенных плотностях газа вплоть до атмосферного давлениявысокая стабильность ТРВП имеет большое практическое значение для разработки мощных газоразрядных устройств нового поколения (технологических лазеров, плазмохимических реакторов т.п.) и экологически чистых технологий;
3.2. возможность использования для накачки активных сред лазеров: достигнута генерация излучения в газоразрядном СОг-лазере на основе самовакуумирую-щейся вихревой трубыпоследнее указывает на отсутствие крупномасштабной перегревной контракции тлеющего разряда при этих условиях.
3.3.Мгновенная структура распределения плотности газа в турбулентном потоке может качественно отличаться от усредненного распределения. На основе этих данных для повышения КПД СОг — лазера предложено использовать резонаторы с распределением интенсивности излучения, соответствующим кольцеооб-разному распределению коэффициента усиления. Предложена принципиально новая методика определения мгновенной структуры турбулентного газового потока, не вносящая искажения в измеряемый поток, что имеет важное значение для диагностики сверхзвуковых турбулентных сильнозакрученных сжимаемых потоков.
4. Проанализированы возможности использования тлеющего разряда в вихревом потоке:
4.1.для накачки СО — лазераиспользование эффекта Ранка-Хилша позволит повысить КПД лазерной установки.
4.2.для проведения азотирования металлических поверхностей.
Теоретические и экспериментальные исследования такой высоконеравновесной открытой потоковой системы, как тлеющий разряд в турбулентном потоке газа, указывают на необходимость выхода за рамки существующих физических и математических моделей, так как полное детерминированное описание разряда во всех пространственных точках области существования становится невозможным. Так как для практических целей во многих случаях достаточным являются оценки суммарных выходных характеристик и пороговых критериев перехода от одного состояние в другое, то для описания таких систем более подходящим являются фрактальная размерность неоднородного распределения параметров газоразрядных приборов (плотности тока, удельного энерговклада и т. д.) и критерии теории протекания, как универсальные фундаментальные величины.
Материалы исследований и основные разделы диссертационной работы опубликованы [36, 59, 74 — 80,82,83], и прошли апробацию на Втором Всесоюзном совещании по физике электрического пробоя газов (г. Тарту Эстонской ССР, 1982 г.), на Всесоюзных научно — технических конференциях по вихревому эффекту и его применению в технике (г.Куйбышев, 1988 г., Самара, 1993 г.), на Х-ом Всесоюзном семинаре по статистическим и стохастическим процессам (г. Куйбышев, 1987 г.), на семинаре в Institut f. Laserund Plasmatechnik i. G. WIP AG Niedertemperaturplasmen (г. Берлин, 1993), на научных семинарах Куйбышевского филиала ФИАН СССР, научно — технических семинарах кафедры «Физики и экологической теплофизики» (1989;1997г.г.).
