CC BY
34
новый метод исследования высокочастотной
ИНДУКЦИОННОЙ ПЛАЗМЫ
Р.Н. ГАЙНУЛЛИН, А.П. КИРПИЧНИКОВ
Казанский государственный технологический университет
В данной работе предложен новый комплексный метод контактной диагностики низкотемпературной плазмы высокочастотного индукционного разряда, позволяющий восстановить основные электромагнитные,
электрофизические и тепловые параметры ВЧИ разряда конечной длины по измеренным значениям амплитуды продольной компоненты магнитного поля в разряде.
Введение
В физике газоразрядной плазмы хорошо известен и изучен метод определения электропроводности плазмы о из экспериментов с каскадной дугой с помощью интегрального закона Ома в виде
Я
I = 2 пБ J отйт ,
0
где I - ток дуги; Б - напряжённость электрического поля в столбе; Я - радиус стабилизирующего дугу канала. При этом использование интегрального, а не дифференциального закона Ома связано, очевидно, со сложностями экспериментального определения пространственного определения плотности тока и напряжённости электрического поля в одних и тех же точках разряда.
Между тем для высокочастотных индукционных (ВЧИ) разрядов аналогичная задача может быть поставлена в рамках гораздо более чёткой и строгой, а с точки зрения физики - и более красивой постановки, суть которой заключается в следующем.
Система уравнений Максвелла, описывающих электромагнитное поле ВЧИ разряда, имеет вид
1 дН 4 п
го1Б =-------; гоН = — оБ; ШуН = 0; ШуБ = 0, (1)
с д^ с
где Б и Н - векторы напряженности электрического и магнитного полей; о -проводимость плазмы; с - скорость света в пустоте (в гауссовой системе единиц).
Учитывая гармонический характер изменения магнитного и электрического полей во времени, систему уравнений (1), в случае цилиндрически симметричного квазистационарного электромагнитного поля высокочастотного индукционного разряда конечной длины для основных компонент поля, можно представить в следующем виде:
дБ
Ф ш ( ^
- =---------Нг «1П^Нг -фБф );
дг с *
© Р.Н. Гайнуллин, АП. Кирпичников Проблемы энергетики, 2008, № 1-2
дф Бф Ш Нг
дг
дН г дг
-со«
с Б ф
(ф ( -ф Бф );
1 д
г дг
(гНг )со« (
ф Нг -ф Нг
)-
дф Нг
- Нг ~~г (фН7 -фНг -;
дг
дф Нг
дг
Нг
1 д / \
-----(гНг (Нг -фНг -
г дг
дф Нг ( \
Нг—------------соЦфНг -фНг )
дг
дНг дН г
-со«
+
дг дг
4 п /
---оБф со« ^ф нг -ф Б,
( \ дф Нг . (
№ Нг -ф Нг )- Нг—-------*ш 1ф
г —— «ш 1фНг -фНг) + дг
ф-
дф Нг дг 4п
1
Нг
дНг
дг
ЗШ (ф
Нг -фНг
дфн
дг
-со«
(ф
Нг -фНг Г
-----оБф «т (ф (г -ф Бф)
Л •
где Нг - амплитуда продольной компоненты магнитного поля в разряде; Нг -амплитуда радиальной компоненты магнитного поля в разряде; Б ф - амплитуда азимутальной компоненты его электрического поля; ф н1 , ф нг , ф Бф - фазовые
углы этих же компонент соответственно.
В системе уравнений (2) число величин, характеризующих поле, вообще говоря, на единицу больше числа самих уравнений, то есть система уравнений Максвелла незамкнута. Поэтому, считая заданной одну из величин, характеризующих поле, можно получить на выходе системы набор различных комбинаций, состоящих из электромагнитных величин и проводимости в разряде. Обычно, в качестве входного параметра задаётся именно проводимость (примером такой постановки задачи является известная модель ВЧ индукционного разряда Дж. Дж. Томсона). Можно, однако, ставить задачу и по-другому - задать одну из компонент электромагнитного поля и попытаться найти все остальные компоненты и проводимость плазмообразующего газа.
Для решения системы дифференциальных уравнений (какой является система уравнений Максвелла) необходимым является ещё и знание граничных условий для всех электромагнитных величин, составляющих поле, и поэтому - с точки зрения чисто практической - наиболее удобным является выбор в качестве входной величины амплитуды продольной компоненты магнитного поля в разряде, поскольку для всех остальных электромагнитных величин эти граничные условия с точки зрения физики заранее очевидны и, таким образом, не © Проблемы энергетики, 2008, № 1-2
1
нуждаются в дополнительном экспериментальном определении (речь идёт о граничных условиях на оси плазменного сгустка).
В пользу выбора в качестве входного параметра для решения системы уравнений (2) данных магнитных измерений говорит ещё и то, что в этом случае для определения поля температур отпадает необходимость прибегать к дополнительным зависимостям. Изменение величины магнитного поля по сечению разряда определяется поглощением электромагнитной энергии в проводящем слое газа. Поэтому при прочих равных условиях, именно электропроводность газа определяет скорость изменения величины магнитного поля по радиусу разряда. Ввиду такой однозначной зависимости и становится возможным не прибегать к дополнительным уравнениям и решать задачу, оставаясь в рамках системы уравнений Максвелла.
Таким образом, используя взятое из эксперимента двухмерное числовое поле амплитуды Нг (г, г), можно попытаться путём совместного аналитического
и численного решения системы максвелловских уравнений решить задачу восстановления полной пространственной структуры распределения квазистационарного электромагнитного поля высокочастотного индукционного разряда (включая значение электропроводности плазмообразующего газа, а также восстановленное температурное поле Т = Т(о)) по измеренным значениям амплитуды продольной составляющей магнитного поля в разряде.
Этой задаче, которую можно назвать обратной задачей электродинамики для ВЧИ разряда, в основном и посвящена настоящая работа. Для её решения предложен новый метод, который можно назвать комплексным методом диагностики ВЧИ плазмы.
Основная проблема, с которой приходится сталкиваться в этой постановке задачи, заключается в следующем. В соответствии с системой уравнений (2), проводимость в разряде о - эта основная величина, связывающая собой все главные характеристики электромагнитного поля в разряде, - определяется из соотношения
с
о (г, г ) =--------
4п
Н г Н г
со« (ф (г -ф нг )-
г г г г
л ^ Нг .
- Нг--------------«1п
г
, / (3)
1п(ф(г -фНг ) /[Бф со«(ф(г -фБф -
Казалось бы, что, аппроксимируя, в соответствии со сказанным выше экспериментально полученные значения амплитуды Н г , например, стандартным
кубическим сплайном, мы без труда решим поставленную выше задачу. В действительности, однако, эта задача носит значительно более сложный характер.
Дело в данном случае заключается в том, что проводимость, рассчитанная по формуле (3) при условии аппроксимации амплитуды продольного магнитного поля в разряде Н г сглаженным кубическим сплайном, обнаруживает резкую
расходимость вблизи оси плазмоида, начиная с расстояний порядка одной трети радиуса плазменного сгустка. Очевидно, что это явление представляет собой прямое следствие неверной интерполяции Нг (г) вблизи нуля и, значит в данном
случае, для решения задачи восстановления амплитуды Нг, как непрерывной
функции радиальной координаты г , по конечному числу её экспериментально измеренных значений кубическими сплайнами пользоваться уже нельзя.
Основной задачей, таким образом, становится выяснение истинной картины поведения всех главных характеристик квазистационарного электромагнитного поля высокочастотного индукционного разряда вблизи оси плазмоида при достаточно малых значениях радиальных координат г . Говоря другими словами, нужно проанализировать систему уравнений Максвелла для электромагнитного поля в разряде и попытаться получить если не точное, то хотя бы их приближённое решение вблизи оси г = 0. Именно отсутствие информации о поведении характеристик поля внутри плазмоида тормозило до сих пор широкое использование такого рода метода диагностики ВЧ низкотемпературной плазмы на практике (хотя его идея была предложена более тридцати лет назад), в связи с чем, выбранная тема представляется актуальной [1].
В настоящей работе использован новый метод приближённого интегрирования системы уравнений Максвелла для электромагнитного поля ВЧИ разряда, который позволяет однозначно описать структуру решений этих уравнений вблизи оси плазмоида при малых значениях радиальной координаты г . Данный метод, названный авторами методом предельных соотношений, был использован для решения поставленной задачи [2,3].
При этом приосевые части двухмерных сплайн-поверхностей, интерполирующих амплитуды продольного магнитного поля Нг (г, г),
радиального магнитного поля Нг (г, г) и азимутального электрического поля
Е ф (г, г) заменяются более точными зависимостями [3]:
Нг (г, г) = Нг (0, г К I0(Ьг) + соп«!
Нг (г,г) = Нг (0,г)
, ч шНг(0, г) I
Еф (г, г) =-------------\ 11(Ьг) + сош!
Ьс I
10(Ьг) -1 --
Ь 2 г 2
со« (Ьг);
Ьг Ь 3 г 3 Т
11 (Ьг) + соп«! 11 (Ьг) \
'О 1 1
Ьг Ь3 г 3
11(Ьг)----------
2 16
«т( Ьг);
ко«(Ьг);
(4)
в которых постоянная
1
Ь = — агссо« Ь
Нг (0,Ь) Н7, (0,0)
(5)
где Ь - длина плазмоида; 10,11 - модифицированные функция Бесселя нулевого и первого порядка соответственно.
Из условия сшивания решений в некоторой точке I в этом случае следует, что для каждого сечения плазмоида гj должно быть выполнено условие
Нг (!Дт,гj )= Нг (0,гj )10 (Ь1Аг) + сопз^
10 (Ь1Дг )-1 -
Ь 212
(Дг )2
4
откуда следует
Нг (1Дг,г} ) - Нг (0,г} )10 (Ь1Дг)
] Ь212 (Дг)2
10 (Ь1Д)-1 -4
Уравнения (2), при условии аппроксимации в приосевой области плазмоида электрического и магнитного полей в разряде по формулам (4), решались численно конечно-разностным методом относительно неизвестных величин Нг , Еф, ф и1, Ф Нг , Ф Еф и проводимости в разряде о . Входным параметром при
этом являлась Нг - экспериментально измеренная амплитуда продольной
компоненты магнитного поля в разряде. Расчетная область сетки в нашем случае: по координате г от г = 0 на оси плазменного сгустка до г = 3,2 см вблизи стенки разрядной камеры, и по координате г от значения г = 0 в центральном сечении плазмоида до г = 7 см на выходе индуктора. Заметим, что расчётная сетка при
этом выбрана равномерной, а шаги Дг по координате г и Дг по координате г - для удобства анализа промежуточных результатов расчёта - равными друг другу, а именно Дг =Дг = 0,1 см.
Методика измерений. Для проведения исследований электромагнитных и электрофизических характеристик плазмы высокочастотного индукционного разряда был создан экспериментальный стенд. В качестве источника питания использовался промышленный генератор ВЧИ-11/60 мощностью 60 кВт и работающий на частоте 1,76 МГц. Пятивитковый индуктор имеет диаметр 80 мм и длину 150 мм. Разрядная камера плазмотрона представляет собой трубку открытого типа из оптически чистого кварца диаметром 76 мм и высотой 500 мм.
Первоначально разряд зажигался на аргоне. Затем осуществлялось плавное его замещение воздухом. Для защиты стенок разрядной камеры от теплового разрушения использовалась вихревая стабилизация разряда.
На первом этапе были выполнены исследования по определению порога устойчивости работы плазмотрона на воздушной плазме. При этом было установлено, что введение датчика в зону разряда оказывает влияние на устойчивую работу плазмотрона, причем, при прочих равных условиях, чем выше расход плазмообразующего газа, тем вероятнее срыв разряда от введения зонда. С другой стороны, устойчивая работа плазмотрона ограничена по величине максимального анодного напряжения, которая определяет максимальную колебательную мощность установки. Для установки ВЧИ-11/60 это напряжение равно порядка 9,5 кВ. Ещё одно ограничение по нижней границе расхода плазмообразующего газа связано с термической устойчивостью газоразрядной камеры. В результате проведенных исследований был установлен нижний порог по расходу плазмообразующего газа, при котором ещё возможна длительная работа кварцевой камеры - 7 м3/час.
Для измерения продольной магнитной составляющей квазистационарного электромагнитного поля Н г в условиях термической плазмы использовался
специально сконструированный водоохлаждаемый магнитный зонд диаметром 3 мм, допускающий длительную эксплуатацию при высоких температурах,
свойственных такому типу разряда. Конструктивно датчик выполнен в виде коаксиальной системы трубок и капилляров и показан на рис. 1.
3
Рис. 1. Схема магнитного датчика
Внешняя рубашка водяного охлаждения (1) изготовлена из тонкостенной кварцевой трубки с толщиной стенки около 0,3 мм. Охлаждающая вода поступает в датчик по тонкостенной медной трубке (2). Для удобства подвода и отвода воды и крепления питающих шлангов датчик монтируется в распределительной обойме (3).
Электрическая часть датчика включает в себя два медных капилляра, внутри которых пропущены концы регистрирующей приемной катушки (4). На катушку намотано 10 витков медного провода. Диаметр самой катушки - 1 мм. Для придания механической прочности и сохранения осевой ориентации приёмная катушка вместе с концами медных капилляров залита эпоксидным компаундом. Сами капилляры (5) подсоединены к заземляющей шине электрической схемы измерительного устройства и одновременно являются экранирующим элементом, защищающим подводящие проводники приемной катушки от наводок электромагнитного поля. Измерительная система датчика состоит из амплитудного детектора с фильтром нижних частот (АД), интегрального усилителя и электронного вольтметра. С целью дополнительного уменьшения влияния паразитных наводок электронный усилитель выполнен по дифференциальной схеме на базе компаратора.
Для уменьшения влияния наводок на входные электрические цепи амплитудный детектор помещен в экранирующий медный корпус, закрепленный непосредственно на торце раздаточной обоймы в месте выхода проводников катушки, а его соединение с вольтметром выполнено экранирующем кабелем.
Качество экранирования измерительных цепей проверялось перед проведением экспериментов. Для этого на приемную головку датчика надевался медный экран, и датчик вводился в зону индуктора при включенной на максимальную мощность установке. Измерения показали отсутствие сигнала с датчика. На основании этого был сделан вывод о достаточной степени экранирования электрических цепей и пригодности данной конструкции датчика для работ.
Для калибровки магнитного зонда был использован калибровочный стенд на базе высокочастотного генератора мощностью 1 кВт, частотой 1,76 МГц и образцовый соленоид диаметром 3 см.
Для осевого и радиального перемещения внутри разрядной камеры магнитный зонд был установлен на специальном координатном устройстве.
В результате магнитных измерений в разрядах на воздухе были получены радиальные распределения продольной составляющей магнитного поля Н г в различных сечениях по г (рис. 2) [4, 5]; г = 0 - означает плоскость © Проблемы энергетики, 2008, № 1-2
центрального сечения плазмоида, координата і отсчитывается от этого сечения вниз по потоку, шаг зонда по г - 0,4 см, по і - 1 см. В этом случае первый этап решения задачи, как уже говорилось, сводится к тому, чтобы восстановить числовое поле значений амплитуды Нг (гі, ) с шагами А г по
координате г и А і по координате і, достаточно малыми для того, чтобы дифференциальные уравнения (2) можно было заменить их конечноразностными аналогами. При этом амплитуда Н г аппроксимируется
двухмерным сглаживающим кубическим сплайном с учётом зависимости (4) для приосевой области плазмоида.
г, см
Рис. 2. Радиальное распределение амплитуд напряженностей аксиального магнитного поля
Н1 в различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:-Q1=9 м3/час;
------Q2=13 м3/час
После обработки экспериментальной информации с помощью двумерной численной модели (конечно-разностный аналог уравнений электромагнитного поля (2)) были найдены радиальные профили основных электромагнитных величин, характеризующих ВЧИ разряд. Одновременно в каждой точке интегрирования рассчитывались значения равновесной температуры Т (о) и удельной мощности тепловыделения.
Полученные результаты представлены на рис. 3-7 в виде графиков зависимостей проводимости в разряде о (г), плотности вихревого тока у = оЕф,
1 2
объёмной плотности, вкладываемой в разряд мощности w = — оЕф, амплитуды
2 т
напряженности азимутального электрического поля Е ф и распределения температуры для трех сечений плазмоида высокочастотного индукционного
разряда, начиная от его центрального сечения вниз по потоку, для двух различных расходов плазмообразующего газа 01=9 м3/час и 22=13 м3/час.
г, см
Рис. 3. Радиальное распределение проводимости в различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:----------------------Q1=9 м3/час;.......- Q2=13 м3/час
г, см
Рис. 4. Радиальное распределение плотности вихревого тока в различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:-----------------Q1=9 м3/час;.......- Q2=13 м3/час
© Проблемы энергетики, 2008, № 1-2
г, см
Рис. 5. Радиальное распределение объёмной плотности вкладываемой в разряд мощности в
различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:---------Q1=9 м3/час;
.....- Q2=13 м3/час
г Е ф. В/см
і г=0/ г=4 см
■г/ / г=7 см /
/ 'У / '
1 і 1 1
0 12 3 4
г, см
Рис. 6. Радиальное распределение амплитуд напряженностей азимутального электрического поля
Е ф в различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:-м3/час;
....- б2=13 м3/час
Рис. 7. Радиальное распределение температуры в различных сечениях индуктора при расходе плазмообразующего газа:---------------Q1=9 м3/час;...- Q2=13 м3/час
Полученная картина распределения тепловых полей и найденные при этом зоны максимального выделения электромагнитной энергии могут быть использованы при решении проблемы оптимизации высокотемпературных и плазменных устройств, использующих принцип высокочастотного индукционного нагрева.
Анализ полученных результатов. Перейдём к анализу полученных нами основных результатов.
1. Одним из наиболее ярких эффектов, установленных в результате построенной нами численной модели, является открытие явления коаксиальности высокочастотного индукционного разряда, которое заключается в том, что внутри плазмоида в каждом его поперечном сечении максимум проводимости, как функция радиуса, находится ближе к оси разряда, чем максимум плотности вихревого тока, а максимум плотности вихревого тока, в свою очередь, располагается ближе к оси, чем максимум полной вкладываемой в разряд мощности на единицу объёма. Из приведенных на рис. 3-5 графиков нетрудно заметить, что для каждого поперечного сечения плазмоида выполняется неравенство
ri < Г2 < r3.
(6)
где r1 = r(оmax ); r2 = rO’max ) и r3 = r(Wmax ) - радиальные координаты, соответствующие максимумам указанных физических величин.
Неравенство (6) можно обосновать аналитически, исходя из следующих соображений.
1 2
Пусть о (r, z), Уф (r, z ) = о Еф и W (r, z ) = — о Еф есть функции, которые в
2
каждом фиксированном сечении плазмоида - то есть при всех z = Zj, и поэтому в
ходе дальнейших рассуждений переменную z для упрощения записи у этих величин мы опустим - достигают своих максимальных значений на отрезке 0 < r < R только один раз. Тогда можно строго доказать, что при этом
r1 (о max ) < r2 (max )< r3 (Wmax ). (7)
В самом деле очевидно, что в точке ri = r (оmax )
do(r)
dr
5о(г)
= 0, так что--------------> 0
dr
при r < ri
9о(г)
dr
< 0
при r > ri .
В точке же r2 = r (jmax ) имеем
д(оЕ ф)
dr
до
dr
r2
дЕ ф
Е ф (r2 )+ о (r2 )——
dr
Но поскольку во всём объеме плазмоида величины Еф (г), о (г) и любом случае неотрицательны, то, следовательно, в точке Г2
дЕ ф(r) dr
до
дr
о (r2 ) дЕф
Еф (r2 ) дr
< 0,
а это, в соответствии с указанным выше, означает, что точка Г2 = г (утах) находится на нисходящем участке функции о (г), то есть на отрезке Г1 < г < Я, и, следовательно Г2 > Г1.
Точно так же в точке Г3 = г (^тах ) имеем
д
(е ф)
дr
д(оЕ ф )
дr
дЕ ф
Еф (r3 )+ о(r3 )Еф(r3)-----------
дr
0
и, следовательно д(оЕ ф)
dr
= - о (r3 >-
r3
dr
< 0,
r3
то есть Г3 > Г2. В сумме же мы как раз и получаем искомое неравенство (6) Г3 > Г2 > Г1, которое и требовалось доказать.
и
0
в
Заметим, что с точки зрения физики полученный результат отнюдь не является неожиданным: джоулево тепло, выделяющееся в скин-слое, отводится во внешнюю область разряда всеми возможными механизмами теплообмена, включая как его кондуктивную, так и конвективную составляющие, в то время как во внутреннюю (по отношению к скин-слою) область разряда - в основном лишь механизмом кондуктивного переноса тепла.
Интересно отметить, что эффект коаксиальности высокочастотного индукционного разряда, несмотря на свою кажущуюся простоту и сейчас уже более, чем сорокалетнюю, историю изучения этого физического явления, до сих пор не был известен специалистам в области ВЧ низкотемпературной плазмы.
2. Построенная нами численная модель позволяет также проанализировать парадокс фон Энгеля-Штеенбека применительно к высокочастотному индукционному разряду.
Специалистам в области физики и техники низкотемпературной плазмы хорошо известен парадокс фон Энгеля-Штеенбека [6], заключающийся в том, что, чем больше мы отбираем тепла из дугового разряда (например, путем его обдува холодным газом), то есть, чем больше мы его охлаждаем, чтобы загасить, тем он, наоборот, становится горячее, но тоньше. Иногда можно встретить утверждение о том, что этот эффект связан с тем, что при охлаждении внешних слоев столба дуги электропроводность этих слоев резко падает и электрический ток начинает протекать в более узком канале, который нагревается до более высокой температуры при прежней силе тока [7]. Однако, по мнению авторов, картина этого явления в действительности носит несколько более сложный характер. На наш взгляд, дело заключается в том, что увеличение отбора тепла из дуги приводит, в свою очередь, к увеличению эффективности механизма перекачки энергии, отбираемой дуговым разрядом у источника напряжения и рассеиваемой затем в окружающее пространство при его охлаждении потоком холодного газа. При этом возрастает скорость перекачки потока тепла
Т
0 = | I (Т)йТ (8)
через границу электропроводящего канала в соответствии с соотношением й0 йг
W
(9)
гк
2 пгк
Здесь Гк - радиус токопроводящего канала, а W - вкладываемая в разряд мощность на единицу его длины. Знак минус при этом означает, что поток тепла направлен в сторону возрастания радиальной координаты г .
Интересно рассмотреть, как ведет себя в аналогичной ситуации высокочастотный индукционный разряд, стабилизированный закрученным потоком плазмообразующего газа. Развитый в настоящей работе метод исследования тонкой структуры температурного и электромагнитного полей в ВЧИ разряде позволяет это сделать. Проанализируем полученные результаты, представленные на рис. 3-7.
Основное отличие механизма отбора тепла из ВЧИ разряда, обдуваемого потоком холодного газа, от аналогичной ситуации для дугового разряда заключается в зависимости вкладываемой в этом случае в разряд мощности от © Проблемы энергетики, 2008, № 1-2
фиксированной мощности генератора колебаний ВЧ поля. Вследствие этого полная вкладываемая в разряд мощность при увеличении обдува не может сильно меняться, что подтверждается и результатами проведённых авторами прямых численных расчётов в рамках данной модели (в данном случае эта мощность составляла примерно 30 кВт при обоих расходах плазмообразующего газа). Радиус плазмоида при увеличении обдува уменьшается (см. рис. 3-5), так что максимумы проводимости в разряде, плотности тока и вкладываемой в разряд мощности смещаются по направлению его оси, что еще раз показывает, что газ проникает в разряд не через его боковую поверхность, а через торцы плазменного сгустка, вследствие чего большая часть плазмообразующего газа не проникает в разряд, а обтекает его (что соответствует и результатам работ [8-10]). При этом падает максимум объёмной плотности вкладываемой в разряд мощности, максимальное значение плотности вихревого тока почти не меняется (хотя напряженность электрического поля Еф (рис. 6) и незначительно возрастает) и увеличивается
максимум удельной электропроводности (а значит - в условиях ЛТР - и температуры) в центре плазмоида.
Амплитуда напряженности аксиального магнитного поля в разряде возрастает в приосевой его области и падает на периферии, так что профиль напряженности в целом сглаживается по сравнению с той картиной, которая имеет место при меньшем расходе плазмообразующего газа (рис. 2). Порог устойчивости плазмоида по расходу ограничен - при большем обдуве разряд гаснет, поскольку в этом случае дополнительная мощность не может быть отобрана нагрузкой у генератора ВЧ поля.
Складывается впечатление, что упомянутый выше механизм Грановского в полной мере и реализуется как раз в случае высокочастотного индукционного разряда, в то время как для дуги постоянного тока это явление связано с извлечением дополнительной мощности из источника напряжения и носит поэтому более сложный характер.
Очевидно, что оценкой (9) для плотности потока тепла через условную границу токопроводящей области в данном случае пользоваться уже нельзя, так как часть тепла будет выноситься из центральной области плазмоида торцевыми (лобовым и кормовым) тороидальными вихрями. При этом, в соответствии со сказанным выше, полная вкладываемая в разряд, а значит (если пренебречь незначительными изменениями длины плазмоида при его обдуве) также и удельная - на единицу его длины - мощности не могут меняться, так что явление фон Энгеля-Штеенбека в высокочастотном индукционном разряде, хотя и имеет место, носит менее яркий характер, чем для дуги постоянного тока.
Выводы
Предлагаемый комплексный метод диагностики ВЧ низкотемпературной плазмы позволяет получить полную информацию о двумерном распределении основных электромагнитных и тепловых характеристик ВЧИ разряда. Он может использоваться как независимый диагностический метод, особенно в тех случаях, когда применение оптических методов измерения по каким-либо причинам невозможно.
Результаты, полученные в данной работе, дают возможность более глубоко изучить структуру и свойства ВЧИ разряда атмосферного давления, а также могут быть полезны при разработке и оптимизации различного рода
энергетических установок, использующих принцип высокочастотного индукционного нагрева газа.
Summary
A new complex method of contact diagnostics of low temperature plasma of High-Frequency Inductive (HFI) discharge, allowing to restore basic electromagnetic, electrophysical and thermal parameters of HFI discharge of the finite length on experimentally measured values of the axial component of the magnetic field in discharge are considered in the paper.
Литература
1. Сошников В.И., Трехов Е.С., Хошев Ю.М. // Физика газоразрядной плазмы. - М., 1969. - Вып. 2. - С. 130-135.
2. Гайнуллин Р.Н., Герасимов А.В., Герке А.Р., Кирпичников А.П. / В кн.: Тепло- и массообмен в химической технологии / Под ред. Усманова А.Г. - Казань: КГТУ, 1995. - С. 106.
3. Кирпичников А.П. Структура квазистационарного электромагнитного поля высокочастотного индукционного разряда вблизи плазменного сгустка // ТВТ. - 1995. - Т. 33. - № 1. - С. 139.
4. Гайнуллин Р.Н., Герке А.Р., Кирпичников А.П. Определение параметров ВЧ индукционной плазмы с учётом конечной длины индуктора // Изв. вузов. Физика. - 1992. - № 6. - С. 121.
5. Гайнуллин Р.Н., Герке А.Р., Кирпичников А.П. Тепловые и электромагнитные параметры высокочастотного разряда при индукционном нагреве газа // ИФЖ. - 1995. - Т. 68. - № 2. - С. 248.
6. Энгель А. и Штеенбек М. Физика и техника электрического разряда в газах. Т. 2. Свойства газовых разрядов. Техническое применение. - М.-Л.: ОНТИ СССР, 1936. - 384 с.
7. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. Установившийся ток. - М.: Наука, 1971. - 544 с.
8. Донской А.В., Дресвин С.В., Эль-Микати Х. Газодинамические параметры высокочастотного индукционного плазматрона // Материалы к VI Всесоюзной конференции по генераторам низкотемпературной плазмы. - Фрунзе, 1974. - С. 218.
9. Дресвин С.В. Газодинамические параметры высокочастотной плазмы // Материалы к VII Всесоюзной конференции по генераторам низкотемпературной плазмы. - Алма-Ата, 1977. - С.128.
10. Дресвин С.В., Эль-Микати Х. Измерение и расчет газодинамических параметров индукционного высокочастотного разряда // ТВТ. - 1977. - Т.15. - № 6.
- С. 1158.
Поступила 02.10.2006
