Экспериментальные исследования процессов в полости катода вакуумного плазмотрона Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК. 621.365.2

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ПРОЦЕССОВ В ПОЛОСТИ КАТОДА ВАКУУМНОГО ПЛАЗМОТРОНА

М,В, Чередниченко

Новосибирский государственный технический

университет

К.В, Хацевский

Павлодарский государственный университет им. С. Торайгырова

Бул жумыста вакуумды плазмотронныц эртурл1 жумыс режима жагдайында дога параметртршщ эксперименттт эврттвлуп арщылы алынган нотиже.щ) усынылады. Opmypni процестердщ втушщ злектр магншттк жэне судиналенкальщ улгьчерi нег1зшде алынган деректер жене олардыц эксперимент арк,ылы алынган нэтижелерге сэйкеспиг'ш'щ салыстырмалы талдауы жасалган.

В настоящей работе представлены результаты экспериментальных исследований параметров дуги в различных режимах работы вакуумного плазмотрона. Произведен сравнительный анализ данных, полученных на основе электромагнитной и гидродинамической моделей протекающих процессов, и их соответствие результатам экспериментов.

Results of experimental researches of arc's parameters in different modes of vacuum plasmothrone pmcessing are presented in this paper. Comparison analysis of data, came out on the base of electromagnetic and hydmdynamic models of running process and their correspondence to results of experiments is made.

Постановка задачи. Использование вакуумных плазмотронов с катодами в виде полузамкнутой полости в электротехнологиях позволило получить значительные плотности тепловых потоков на поверх-

ности нагрева (до 14108 Вт/м2) при низких рабочих напряжениях (25-100 В). Перспективность использования этого вида разрядов в промышленных установках определяется возможностью получения высо-

• л о КПД (до 80-90%) в предпочти-: гльном с технологической точки ¡рения диапазоне давлений от 0,1 до дЮ Па.

В обычном варианте реализация рассматриваемого вакуумного дугового разряда осуществляется с использованием полого катода, представляющего собой цилиндрическую трубку с внутренним диаметром с1к, через которую подается газ в камеру низкого давления. Открытый конец трубки направлен в сторону плоского, или кольцевого, анода. Длина катодной трубки должна составлять несколько ее внутренних диаметров. Многообразие существующих конструктивных исполнений вакуумных плазмотронов определяется тем, что каждая конструкция катодов создавалась для конкретных целей: переплав слитков металлов, нагрев порошковых металлических и неметаллических материалов, оплавление поверхности титановых слитков после получения в ВДП, активизация поверхностей перед нанесением покрытий, вторичная обработка покрытий для улучшения их эксплуатационных свойств, увеличение единичной мощности плазмотронов, снижение эрозии и т.д. [1].

В зависимости от конкретного назначения вакуумные плазменные установки (ВПП) имеют различные технологические и конструктивные особенности, но общим для всех

установок этого типа является наличие вакуумного плазмотрона с полым катодом, имеющего один и тот же принцип действия. Для осуществления сильноточного дугового разряда с полым катодом любой конструкции обязательно выполнение следующих условий: наличие хорошо развитой эмиссионной поверхности катода; предварительный разогрев этой поверхности до температуры появления термоэмиссии; непрерывная подача в полость катода плазм о образую! не го газа; наличие отрицательного потенциала на катоде порядка 25 - 100 В; поддержание давления в рабочей камере в пределах от 0,1 до 100 Па [2].

При соблюдении этих условий между катодом и анодом формируется столб плазмы с четко выраженной формой и видимым диаметром, примерно равным диаметру полости катода. На рис. 1 показана типичная фотография разряда с полым катодом в сильноточном нормальном режиме работы, а на рис. 2 приведена схема модели дугового разряда.

Результаты экспериментальных исследований параметров дуги представлены на рис. 3. Как видно, внутри полости катода наблюдается максимум плотности плазмы, совпадающий по координате с максимумом температуры стенки катода, Спектральные исследования процессов на различных газах (аргон, ге-

лий, азот) показали, что, за исключением гелия, в излучении плазмы наблюдаются только линии ионизированных компонентов с энергией возбуждения, лежащей в интервале энергий от 19 до 25 эВ. В спектре излучения гелиевой плазмы наблюдаются только линии нейтральных атомов с энергией возбуждения, лежащей в этом же интервале энергий. Распределение потенциала на оси столба дуги (]п7) свидетельствует о том, что практически все падение напряжения сосредоточено внутри полости катода [2]. Сопоставление этой характеристики с распределением плотности электронов в плазме, температурой электронов (Т), топограммами эквипотенциальных поверхностей и линий равных температур электронов свидетельствует о существовании трех характерных областей во внешнем столбе разряда: 2 < г (внутрикатодная и прикатодная область); г1 < 2 < г, (столб разряда); 2 > г, (прианодная область). Электроперенос в столбе разряда имеет полевой характер в отличие от газодинамического характера в первой области (ток переноса). Вблизи координаты 1, характеристики п(2),]пп(~), Те(г) имеют минимум. Положение координаты г1 определяется процессами электродинамического автообжатия столба при взаимодействии с собственным магнитным полем. Давление плазмы в столбе, равное

Ръ = Рп + П,кТ, + ПекТе • ПРИ = 77, с ростом тока возрастает по закону, близкому к квадратичному. Увеличение давления плазмы в столбе сопровождается высокой скоростью ионов вдоль столба против сил электрического поля. Это порождает рост потенциала плазмы в направлении анода и дополнительному разогреву электронов. На аноде наблюдается электронно-ионный нагрев поверхности с формированием отрицательного прианодного падения потенциала U . Наложение внешнего магнитного поля выравнивает параметры плазмы в столбе и повышает КПД - h = P/PS.

Обсуждение результатов. Для реального представления взаимосвязи процессов, протекающих в полости катода и прилегающих к нему областей столба разряда, проанализируем течение штазмообразу-ющего газа в полости катода на основе модели, приведенной на рис. 2. Примем, что ось разряда совпадает с осью 2 цилиндрической системы координат (z, г, j). Для общего предварительного анализа будем считать, что в полости катода диаметром d - Жив прилегающей области течет частично ионизированный газ, по которому проходит электрический ток (область z < 2; на рис. 3). Плотность тока в разряде имеет только одну составляющую jz< которая совпадает по направлению с осью 2. При отсутствии радиально-

го лечения частично ионизирован- ру канала в любом сечении, т.е. кого газа полное давление газа не ф£ ¡дг = 0). Тогда для некоторо-может меняться по радиусу (диамет- го сечения результирующее статическое давление ру будет равно:

1\ = Рн + Ре + Р, ~ Рн+ Пе ■ кТе + П,кТ, = С0™1 ' 0)

где рн, ре, р. - давления нейтрального газа, электронной и ионной составляющих плазмы, Те, Г., пе, н - температуры и плотности электронов и ионов. При я.» пс и Г. << Г, имеем

РI = Ри + Ре ■ (2)

С другой стороны, протекание электрического тока через плазму вдоль канала катода и столба разряда порождает вихревое магнитное поле. Рассмотрим соотношения, позволяющие количественно оценить происходящие явления в полости катода и столбе разряда.

Собственное магнитное поле взаимодействует с током разряда и ввиду осевой симметрии системы объемная сила Рг, равная

К - »0Л Я= Мо [К + дН* 1дг) ■ (6)

Под действием этой силы дав- ного цилиндра возрастает по мере лснис элек троновре внутри гшазмен- приближения по радиусу к оси 2. Поэтому

^ = -Рг = -Мо (Н; ¡г + Ну- дН9 /дг). (7) дг

Это уравнение позволяет най- занимаемого разрядом при любом ти давление в любой точке объема, распределении плотности тока по

(3)

будет иметь радиальное направление в сторону оси з. В этом выражении напряженность магнитного поля Н] имеет только касательную составляющую, которая по величине также зависит от координаты г. Применяя закон полного тока к контуру, охватываемому окружностью радиусом г, получим

г

Н9-г = \]г-г.Фл 4)

о

Из уравнения (4) после интегрирования найдем

Подставляя это выражение в (3), получим объемную силу

сечению разряда j.(r), если только сохраняется осевая симметрия системы [3].

Для равномерного распределения плотности тока

Нф = / • г/2кИ2, (8) Ре ~ {М()12{Mo ' I

где {ц012/4тГ2Я2)=Ртах -давление электронного газа на оси z.

Распределение давления по сечению столба дуги

рё={Мо12/4х2Я*1и2-г2)(Щ

PjPmax^~r2lR2.(\\)

Выражение (10) показывает, что на поверхности столба разряда (г = R) сжимающее давление равно пулю, по с приближением к оси z значение ре растет по параболическому закону и на оси дуги достигает максимального значения р . На

1 max

рис. 4 приведено относительное изменение давления электронного газа по диаметру полости, соответствующее уравнению (11).

Магнито гидродинамические процессы в сечении столба. В соответствии с уравнением (10) давление электронного газа ре(г) пропорционально квадрату протекающего тока Р. Из этого следует, что в любом сечении разряда вблизи оси при pS = const статическое давление ней-

где I - полный ток дуги, интегрирование (7) в пределах от 0 до Я с учетом того, что напряженность Н] равна нулю при г - 0 (на оси разряда), дает следующее выражение для распределения давления электронного газа

• г2 /4л:2 Я4) (9)

трального газа в нриосевой зоне уменьшается с ростом тока разряда. Происходит вытеснение нейтрального плазмообразующего газа в пристеночную область катода. Это приводит к режимам работы катодов, при которых внутри полости наблюдается полностью ионизированная плазма с параметрами, соответствующими приложенному напряжению. Это многократно подтверждалось при проведении спектрометрических исследований плазмы в полости катода и прикатодной области. В пристеночной части полости происходит интенсивная ионизация нейтрального плазмообразующего газа электронами термоэмиссии, выходящими из катода и ускоренными в прикатодном падении напряжения (осциллирующие электроны в полости катода) [3].

Вытеснение нейтрального газа в пристеночную область равносильно уменьшению проходного сечения, что при неизменном расходе плазмообразующего газа приводит

к возникновению пристеночного кольцевого сверхзвукового истечения нейтрального газа из полости катода. Это истечение стабилизирует пространственное положение внешнего столба плазмы относительно канала катода аналогично стабилизации столба дуги в спутном потоке газа. Таким образом, при наличии кольцевого истечения нейтрального газа из пристеночной области полости катода столб плазмы будет ориентирован на оси канала катода. Это стабилизирующее усилие эквивалентно некоторой эффек-гивной жесткости разряда. Так как плотность нейтрального газа при истечении в вакуумный объем рабочей камеры (р » 1Ч10"3 мм. рт. ст.) по дере удаления от катода падает, то л эффективная жесткость будет мак--пмальна вблизи среза катода, что подтверждается экспериментально. На рис. 5 приведена фотография грех полых катодов, работающих на :. шн анод (металл в кристаллизаторе). Как видно, стягивание разрядов "роисходит на некотором расстоянии от среза катодов, сохраняя прямолинейный отрезок разряда дли-:>й 50 - 60 мм. Однако только этой .стабилизации разряда оказывается ¡-^достаточной для объяснения на-

блюдаемых процессов. Одновременно возникают и развиваются процессы осевого движения плазмы.

Взаимодействие магнитогид-родишмических процессов по оси разряда: В принципе собственное магнитное поле в однородном по сечению столбе плазмы не может вызывать осевого течения плазмы, так как радиальное давление во всех точках столба должно быть одинаково при постоянном его сечении. Однако даже в этом случае суммарное давление плазмы передается электродам - катоду и аноду. В рассматриваемом случае поверхность катода является соосной с разрядом и не может воспринимать давление плазмы. Кроме этого, при наличии локального сужения или расширения появляется осевой градиент давления, приводящий к движению плазмы в сторону уменьшения давления. Такой локальной неоднородностью является активная зона (см. рис. 2), где токовые линии от плазмы переходят на стенку катода с внутренней стороны канала (полости). В результате этого собственное магнитное поле тока изменяется от Втах до нуля в пределах активной зоны. В этом случае на основании уравнения (10) имеем

дре/дг - Мо1(Я ■ 81/дг - Ж/дг)/(2л2К3). (12)

Выражение (12) показывает, приводящий к движению плазмы •то в пределах активной зоны воз- вблизи оси канала навстречу пото-.....икает осевой градиент давления, ку нейтрального газа. Значение ве-

.тичйНЫ дрг/д2 определяется величиной протекающего тока и плазма перемещается навстречу потоку нейтрального газа только в сильноточных режимах горения разряда. На рис. 6 показан работающий катод с отверстиями при различных токах дуги. Однозначность спектральных измерений обеспечивалась тем, что в качестве плазмообразую-щего газа использовался гелий, а вакуумную камеру наполняли аргоном при давлении 133 Па (14 Ю-2 мм. рт. ст.). Из сравнения фотографий отчетливо видно, что при малом токе (рис. 6 а) в верхних отверстиях от активной зоны плазма не наблюдается. При увеличении тока плазма видна во всех отверсти-

ях, начиная с некоторого критического тока (рис. 6 в). Установленное явление оказывается определяющим для создания полых катодов на большие токи, так как подача плазмы внутрь полости катода обеспечивает самоподцержание оптимальных параметров по давлению и энергиям плазмы внутри катода в области активной зоны.

Проведем численную оценку суммарного значения силы , которая перемещает плазменный поток в полость катода.

к

рп = }с117г, =\Ре' 2

$„ О

или интегрируя выражение (10), имеем

^ = 74^1 1

о V

Если ток измерять в амперах, магнитную постоянную

¡Л{)— Ал ■ КГ7 Г/м, силу в Ньютонах, то

= 5,0-КГ8/2. (14)

Для цилиндрического катода большой длины для режимов, результаты которых приведены на рис. 3, будем иметь I = 800 А, с\к = 2К = 1,8410"2 м; сила = 3,2410"2 Н, а давление в области активной зоны/?е = 1254 102 Па (» 1 мм рт. ст.). Для промышленного плазмотрона с рабочим током I = =8000 А, й - 6,04 Ю-2 м; сила F =

к ' л

л \

г ¥

2 7ТГФ

г 2

/У

8 71

(13)

У

=3,2410'2 н, Ре = 1130 Па (» 8,5 мм рт. ст.). Как видно, давление в области фронта проникновения плазмы в полость катода может изменяться в 8,5 раз, и, следовательно, противодействующая сила для удержания плазмы в области активной зоны также должна изменяться.

При постоянном расходе плаз-мообразующего газа через полость (О) статическое давление нейтрального газа при истечении его в рабочую камеру уменьшается при приближении к открытому концу полости. Следовательно, при свободном

истечении плазмсюоразугощего газа из полости катода должен существовать градиент давления этого газа, направленный в полость катода. Допустим, что давление нейтрального

газа меняется линейно по длине катода. Тогда

Рн=Рь~к'2, (15) где к - градиент давления по г, р0 - давление нейтрального газа на входе в полость. Из (7) и (10) имеем

рг = р0-Ь + р{)]\ № - г2)/ 4 •

(16)

Дифференцируя (16) по г, получаем

дрг/дг = -к + 0,5//0 у2 (р2 - г2)буг /дг ■ (17)

Из выражения (17) следует, что вблизи стенки полости (г >> второе слагаемое в (17) близко к пулю и осевой градиент дру /Вж отрицательный, т.е. направлен в полость катода (газ вытекает в рабочую камеру). Вблизи оси полости (г ® 0) в зависимости от величин, входящих в выражение (17), градиент давления может быть либо отрицательный, либо положительный. Так как первое слагаемое не зависит от тока дуги, то при достижении некоторой плотности тока с ростом т ока дуги градиент давления всегда становится положительным (плазма втекает в полость катода из столба). В этом заключается отличие слаботочного и сильноточного режимов работы полых катодов вакуумных плазмотронов.

Следовательно, в области перехода тока из плазмы на катод в активной зоне, когда д]21дг » 0, при достаточно большой плотности

тока существует осевой градиент давления плазмы, направленный по оси г. Этот градиент давления порождает поток плазмы, противоположно направленный потоку нейтрального плазмообразующего газа. При монотонном течении нейтрального газа его скорость возрастает по мере продвижения к открытому концу полости катода. В этих условиях встречный поток плазмы, обусловленный электродинамической силой, не может быть удержан потоком нейтрального газа, так как его газодинамический напор при постоянном расходе уменьшается по координате вглубь полости. Этот поток плазмы обеспечивает поддержание высокой плотности плазмы в активной зоне (см. рис. 3, б).

Рассмотрим принцип обтекания нейтральным плазмообразую-щим газом встречного потока плазмы. Из теории обтекания имеем [4]

р = срю)8п /2, (18)

где F - сила, действующая на обтекаемый внутренний плазменный поток: г и и - плотность и ско-

1 г

рость нейтрального газа; - площадь мидилевого сечения встречного потока плазмы; с - коэффициент лобового сопротивления. С другой стороны, расход нейтрального плаз-мообразующего газа

О = ри^Бк, (19)

где Бк - площадь миделевого сечения полости катода. Тогда из (18) с учетом (19) имеем

^ = 0,5сСи:8п/8к- (20)

Коэффициент лобового сопротивления является функцией числа Рейнольдса (Яе — Ог ■ 1\у) и зависит прежде всего от формы тела. Для фронта плазменного потока, близкому к параболоиду вращения (как следует из рис. 4), этот коэффициент для тела такой обтекаемой формы равен с = 0,05. [4].

В области подачи плазмообра-зующего газа в полость катода его скорость близка к нулю, т.е. и, ® 0. Следовательно, в этой области ста, действующая на встречный поток плазмы Р, имеет небольшую величину, и проникновению в полость катода плазмы ничто не будет препятствовать.

Описанное явление действительно наблюдается в экспериментах при относительно больших токах для цилиндрического канала катода не слишком малого диаметра, обеспечивающего отсутствие смыкания пограничных слоев. В этом случае поток плазмы совместно с зоной токового контакта (активной зоны) непрерывно перемещается вглубь полости катода до тех пор, пока не произойдет шунтирования дуги вблизи открытого конца катода (в области координаты г = 0). Вновь образовавшийся токовый контакт также перемещается вглубь полости и т.д. В этом случае наблюдаются интенсивные колебания тока и напряжения разряда, и полый катод выходит из нормального режима работы.

Как следует из выражения (20), для устранения этого явления необходимо существенно увеличить силу ¥. Это оказалось возможным сделать путем увеличения скорости подачи плазмообразующего газа и, за счет создания конструкции кат ода с цилиндрической полостью, вход плазмообразующего газа в которую осуществляется через канал малого диаметра (0,1...0,2 диаметра полости катода). В этом случае при достаточно высоком перепаде давлений на входе и выходе этого малого канала (не менее 2-х) поток плазмообразующего газа в полости на выходе из малого канала имеет сверхзву-

ковую скорость. Этот режим течения в исходном (до зажигания разряда) состоянии должен занимать всю длину полости катода. При этом длина катода должна выбираться меньше критической. При таком режиме течения подогрев газа в результате его взаимодействия с нагретой поверхностью полости катода только уменьшает число Маха, оставляя поток сверхзвуковым.

В рабочем режиме встречный поток плазмы, порожденный собственным магнитным полем тока дуги, инициирует образование скачка уплотнения в потоке нейтрального газа типа ударной волны, в котором нейтральный газ из сверхзвукового режима течения переходит в дозвуковой. При этом встречный поток плазмы затормаживается на эт ом скачке, так как при продвижении вглубь полости скорость потока нейтрального газа в скачке возрастает. Как следует из (20), сила газодинамического напора (К) увеличивается. Реализация описанных процессов работы полых катодов в сильноточных режимах обеспечивает устойчивое положение активной зоны в полом катоде, высокий градиент плотности плазмы на ее передней г ранице (рис. 3,6) и независимость этого градиента от тока дуги. При этом, вследствие вязкой диссипации энергии, интенсивность скачка по мере продвижения к открытому концу полости катода уменьша-

ется. С увеличением расхода плазмо-образующего газа торможение встречного потока плазмы происходит на меньшей глубине в полости, т.е. в этом случае активная зона перемещается к открытому концу катода. Если увеличивать ток дуги, то, как следует из выражения (16), возрастает диаметр встречного потока плазмы и в соответствии с (20) увеличивается и сила газодинамического напора Т7 Эта сила перемещает тормозящий скачок к открытому концу полости катода. Равновесие электродинамических и газодинамических сил обеспечивает местонахождение активной зоны, в которой развиваются процессы электропереноса и энергообмена внутриполос-тной плазмы с поверхностью полости катода.

Обратимся вновь к анализу экспериментальных результатов, приведенных на рис. 3,6. Ниже по потоку от активной зоны, когда градиент тока по оси г становится примерно близок к нулю (д]:1дг » 0), второе слагаемое выражения (17) существенно уменьшается, и градиент статического давления, направленный противоположно оси 2 {д]_1дг » - К), порождает поток плазмы из полости катода, т.е. происходит втс-ричный после затормаживания и формирования скачка уплотнения разгон плазмы из полости катода в вакуумный объем рабочей камеры. Кроме этого, при истечении плазмы

из полости в вакуумный объем, вследствие различия в скоростях ионов и электронов, вблизи среза катода » 0) образуется двойной электростатический слой, дополнительно ускоряющий ионы. Наблюдается существенное уменьшение плотности плазмы относительно области активной зоны (см. рис. 3,6). В результате этого из области затор-, можейнбсти встречного потока плазмы при истечении из полости катода]скорость плазмы достигает большой величины с формированием • отрицательной напряженности электрического поля в этой облас-

ти разряда с переносом почти всего приложенного напряжения на разряд во внутрикатодную полость (рис. 3,в,г,д).

Таким образом плазма, проникая вверх по потоку относительно плазмообразующего нейтрального газа, тормозится сверхзвуковым течением плазмообразующего газа из сужающейся части канала катода. Но в заторможенной плазме градиент давления ир]сг компенсируется пространственным зарядом и соответствующим ему электрическим полем. Следовательно, можно записать дре/дг = е-пе-Ег. Тогда с учетом

(12) имеем

Ег = /¿0/(ДЗ//Э2 - Ш/дг)(2л:2епХУ - (2}>

где принято допущение, что ток разряда равномерно распределен по сечению полости катода. Подобное выражение по структуре можно получить и для случая [3], когда распределение плотности тока в сечении токонесущего столба имеет параболический или какой-либо другой характер. Для доказательства правомерности излагаемой модели работы полого катода и механизма формирования отрицательного участка распределения потенциала и напряженности электрического поля в полости катода был проведен специальный эксперимент.

Анализ выражения (21) показывает, что напряженность электрического поля в полости катода Е, для

рассматриваемых сильноточных режимов определяется не только значением интегрального тока, его изменением по оси г, но и геометрией канала катода (аМдт). Для проверки этой зависимости были проведены эксперименты с коническим катодом с сужающейся к открытому концу формой. На рис. 7 приведены вольт-амперные характеристики, которые показывают, что в сильноточных режимах в конических катодах осевая напряженность электрического поля оказывается выше, чем в цилиндрических или расширяющихся к открытому концу катодов.

Образующийся высокоскоростной поток плазмы, вытекающий из полости катода, стабилизирует

пространственное положение столой дуги, ориентируя его по оси канала катода. В дальнейшем при продвижении по внешнему столбу скорость потока не увеличивается, плотность плазмы несколько уменьшается за счет потерь составляющих компонент при объемной рекомбинации.

Положение координаты 2 существенно зависит от тока разряда и диаметра полости катода; эта точка на характеристиках пе(г), ]т(-), Т (£) может располагаться за преде-дами полости катода > 0) и внут-

ри полости катода (х, < 0). Определяющим параметром является отношение давления соответствующего магнитного поля тока дуги к давлению газа в полости: Кр = р м / р? . Интегрируя выражение (7) в предположении что распределение плотности тока в полости имеет параболический характер:

.7

гг=у0(1-/-7л2), получа-

ем

Рм

где ри - магнитное давление на оси столба плазмы.

Тогда

Кр = рм / рг = Ро1'2 / л" ■ - р

12

Это выражение конкретизирует термины «сильноточная дуга» и «слаботочная дуга». Если Рл, >> Рг , то дуга сильноточная. Например, дуга с силой тока 1000 А, горящая в канале с/ . = 20 мм при давлении газа рг = 100 Па является сильноточной (р » р .). Однако эта же луга, горящая при атмосферном давлении, будет слаботочной (рм < />,)•

В столбе разряда (", < 2 < плотность плазмы для всех сечений приблизительно линейно зависит от тока дуг и, а температура электронов возрастает быстрее, чем по линейному закону. Следовательно, на этот участок оказывает влияние условие истечения плазмы из полости катода. Возрастание температуры элек-

тронов определяется высокой скоростью движения ионов вдоль столба против сил электрического поля. Это приводит к росту потенциала плазмы в направлении анода (см. рис. 3,в) и дополнительному увеличению температуры электронов (рис. 3, г). При этом часть быстрых электронов преодолевает удерживающее электрическое поле и покидает столб плазмы, создавая дополнительный рост потенциала и увеличение сечения столба разряда. На этом участке столба происходит максимальная потеря энергии из плазмы в результате ухода части электронов на стенки камеры и излучения плазмы. Наложение внешнего продольного магнитного поля препятству-

ет диффузии электронов на стенки из столба и делает столб плазмы камеры, уменьшает потери энергии более однородным.

ЛИТЕРАТУРА

1. Чередниченко В. С., Чередниченко М. В. Вакуумные плазменные электропечи с полыми катодами.-Но-восибирск: Изд-во НГТУ, 1999.-138 с.

2. Анализ развития конструкций вакуумных плазменных электропечей/ М В. Чередниченко, С. А. Зырянов и др.-Экологически перспективные системы и технологии. - Сб. науч. тр. НГТУ.-Новосибирск:

Изд-во НГТУ, 2000.-Вып.4.-С. 74-89.

3. Чередниченко В. С., Коси-нов В. А. Дуговой разряд с полым катодом// Изв. СО АН СССР. Сер. Технические науки,-1980.-№13,-Вып. З.-С. 22-30.

4. Кузьмичев В. Е. Законы и формулы физики/ Отв. ред. В.К. Тартаковский.-Киев: Наук, думка, 1989.- 864 с.

Рисунок I. Разряд с полым катодом

| О - расход у газа

»■г

столб разряда

анод

Рисунок 2. Схема модели дугового разряда с полым катодом.

катод

активная зона

ток разряда

Рисунок 3. Общий вид разряда (а), распределение концентрации электронов в разряде (б), потенциала плазмы на оси столба (в), распределение температуры электронов в столбе (г), распределение эквипотенциальных поверхностей (д) и линий равных температур электронов (е) при токе 400 А (1), 600 А (2), 800 А (3); расстояние между катодом и анодом -0.156 м, диаметр полости катода -1,8*10"-.«, расход аргона -3,5*10'5 кг/с

Рисунок 5. Пространственное расположение трех вакуумных разрядов, работающих на один анод: 1=1500 А; С=2,3*10'5 кг/с; Ьр= 156

Рисунок 4. Распределение относительного давления электронного газа в столбе дуги по его диаметру

а) б) в)

Рисунок 6. Изображение катодов с отверстиями, иллюстрирующие процесс проникновения плазмы в полость катода при расходе плазмообразующего газа (гелия) 5*10'5 кг/с при увеличении тока: а - 280 А: в - 1000 А. Внутренний диаметр катода - 20 мм

■ Ш ШИШ и,в

штшж. шшатвт 20

0 200 400 600 Ы

Рисунок 7. Разряд с коническим катодом и вольт-амперные характеристики разряда: катод с цилиндрической полостью (1): катод с конической полостью (2)