CC BY
84
Термические эффекты в прикатодной области вакуумной дуги
А.В. Ушаков, В.Е. Редькин
Красноярский государственный технический университет, Красноярск, 660074, Россия
Рассмотрены термические эффекты в прикатодной области дугового разряда низкого давления, способствующие синтезу ультрадисперсных порошков со средним размером частиц менее 10 нм. Одним из важнейших параметров, характеризующих прикатодные процессы вакуумной дуги, является падение напряжения на разрядном промежутке. При росте давления газа в диапазоне Р = 10-3 — 1 Па для всех газов наблюдается уменьшение падения напряжения на разрядном промежутке. Рассеяние энергии ионов и электронов на молекулах газа приводит к тому, что газ начинает резко нагреваться. Тепло, поступающее из газовой плазмы, оказывает значительное влияние на испаряющийся материал катода. Можно предположить, что микрокапельная фракция, образующаяся в результате разбрызгивания катода в жидкой фазе, будет дополнительно испаряться в перегретом газе. Рассматриваются и другие причины распада капли в прикатодной плазме.
Thermal effects in the cathode layer of vacuum arc
A.V. Ushakov and V.E. Red’kin
Thermal effects in the cathode layer of low pressure arc discharge, which promote the synthesis of ultrafine powders with the mean particle size less than 10 nm are presented. One of the important parameter, which characterizes cathode layer processes of the vacuum arc, is voltage on discharge gap. If gas pressure rises at 10-3 to 1 Pa, decrease of voltage on discharge gap is fixing for all gases. Disperse of the energy of ions and electrons on gas molecules leads to beginning of fast gas heating. The heat, entering from gas plasma, exerts great influence on vaporizing cathode material. It is possible to assume that microdroplet fraction, forming as a result of splashing cathode in liquid phase, will in addition vaporize in overheated gas. Other reasons of drop disintegration in near-cathode plasma are investigated.
В работе [1] предложены способ и технология получения ультрадисперсных порошков металлов и их соединений с неметаллами при помощи дугового разряда низкого давления. Проведенные исследования показали, что частицы получаемого порошка являются монокристаллами, имеют сферическую форму с высаженным на поверхности конденсатом. Средний размер частиц составил менее 10 нм, а конденсата — менее 2 нм. Многочисленные исследования дуговых конденсатов, проведенные ранее, показали наличие крупных, более 1 мкм, частиц различной формы, связанных с природой дуговых разрядов. Известно, что катодное пятно вакуумной дуги испускает плазменные струи, скорость которых ~ 106 см/с, и жидкометаллические капли, летящие со скоростью ~ 104 см/с. Плазменные струи образуются за счет высокой концентрации энергии в микрообъемах катода из-за джоулева разогрева протекающим током высокой плотности. Высокая концентрация энергии приводит к взрывообразному разрушению катода, сопровождаемому взрывной электронной эмиссией. Выплескивание жидкого металла в виде капель и струй из области катод-
ного пятна происходит под действием реактивной силы, возникающей при разлете высокоскоростных плазменных струй, что характерно для коротких сильноточных дуг. Кроме того, вытеснение жидкого металла на периферию расплава, где он удаляется в капельной фазе, может быть объяснено термокапиллярным эффектом, порожденным температурной зависимостью поверхностного натяжения расплава. Размеры капель зависят от множества факторов [2]. К числу факторов, оказывающих наибольшее влияние, можно отнести состояние катода (наличие пор, остаточных газов, шлаков и т.д.), напряженность магнитного поля, давление газа в камере, температуру катода и силу тока. Наличие дефектов в катоде приводит к бурному газовыделению в процессе горения дуги, в результате чего происходит разбрызгивание материала катода в виде крупных капель. В связи с этим к материалу катода предъявляются высокие требования по количеству примесей, шлаковых включений, пор, раковин и т.д. При токах, близких к пороговому току дуги, распределение капель по размерам имеет максимум в районе 0.1-0.2 мкм, а число ка-
© Ушаков А.В., Редькин В.Е., 2004
пель, вылетающих с катода на единицу протекшего заряда, составляет ~ 107 Кл-1 [3]. Рост тока приводит к укрупнению капель. При токе, значительно превышающем пороговый, наблюдаются капли размером от десяти микрон до нескольких миллиметров. Почти 90 % капельной массы вылетает под углом <20° к плоскости катода со скоростью ~ 103-104 см/с. Катодное пятно обладает внутренней структурой, проявляющейся в существовании отдельных ячеек пятна, время жизни которых ~ 10-8 с. В связи с этим функционирование катодного пятна сопровождается циклическим испусканием плазменных струй и жидкометаллических капель [4]. Кроме этого, само катодное пятно находится в постоянном хаотическом движении. Из-за большой разницы в скоростях разлета плазменных струй и капель может возникнуть ситуация, когда капля попадает в плазменную струю, перегревается и превращается в пар.
Рассмотрим незаряженную каплю, находящуюся в потоке квазинейтральной плазмы, испускаемой катодным пятном. Для плотности энергии Р,, передаваемой капле ионами плазменной струи в единицу времени, можно записать:
Р =
+ и, - Zф)
eZ ’
(1)
где — плотность ионного тока; eZ и Е, — средний
заряд и энергия ионов; ф — работа выхода электрона; и, = '^/Ци{ — средний потенциал ионизации; / — доля ионов с зарядом i. При взаимодействии с каплей электроны передают ей кинетическую энергию, равную работе выхода электронов:
7;(2кте +ф)
Р =-
(2)
где Те — температура электронов.
Исследование потока ионов из плазмы показало, что ионный ток в сторону анода пропорционален току дуги I с коэффициентом а = 0.1. Соответственно для плотности ионного тока можно записать:
j1 =а1/Б, (3)
где 5 — сечение плазменной струи в месте ее взаимодействия с каплей. С учетом (1)-(3) выражение для удельной энергии w, полученной каплей радиусом Rd от плазменной струи, выглядит следующим образом:
3а/ (Е + и + 2ZkTe) ^
w =----—------1------—, (4)
4SZRdpe
где р — плотность материала катода. Отметим, что согласно (4) удельная энергия обратно пропорциональна радиусу капли. Проведенные оценки для титанового катода показывают, что величина энергии, передаваемой ионами и электронами капле, составляет =90 эВ.
Рост тока приводит к укрупнению капель. Перегрев их возможен при переходе пятна на новое место, когда в зону его действия попадает капля, образованная при функционировании предыдущего катодного пятна. Этот
процесс вполне вероятен, поскольку скорость перемещения пятна по поверхности катода (~ 104 см/с) сравнима со скоростью полета капли.
Рассмотрим взаимодействие капли с коллективизированной плазменной струей, созданной ансамблем одновременно функционирующих катодных пятен. Для оценки плотности ионного тока воспользуемся данными работы [5], согласно которым диаметр катодного пятна при токе 100 А составляет 10 мкм. В этом случае для капли радиусом Rd = 0.5 мкм, находящейся на расстоянии 5 мкм от поверхности катода, и плазменной струи с углом разлета 60° при t = 30 нс удельная энергия превышает 104 Дж/г. Таким образом, проведенный анализ показал, что в вакуумной дуге за счет взаимодействия плазменных струй и капель, испускаемых катодным пятном, возможен процесс перегрева последних с образованием пароплазменного сгустка, который впоследствии участвует в образовании частиц ультрадисперсных порошков.
Влияние давления газа в объеме разрядного промежутка вакуумной дуги на эрозию катода и характер движения катодных пятен исследовалось ранее неоднократно [6-9]. Объектом исследований являлись импульсные и квазистационарные разряды длительностью до нескольких секунд. В качестве катодного материала в большинстве экспериментов использовалась медь, а разрядный промежуток обычно заполнялся инертным газом. Стационарная дуга на твердых металлических катодах изучалась в работах [10, 11]. Изучалось также влияние химически активного газа в объеме разрядного промежутка на характер прикатодных процессов.
Одним из важнейших параметров, характеризующих прикатодные процессы вакуумной дуги, является падение напряжения на разрядном промежутке. Зависимости падения напряжения и от давления различных газов, а также их смесей для титанового катода приведены на рис. 1. При росте давления газа в диапазоне Р = 10-3-1 Па для всех газов наблюдается уменьшение
Рис. 1. Зависимость напряжения на разрядном промежутке от давле-
ния газа
падения напряжения на разрядном промежутке. С повышением давления аргона, гелия и газовых смесей выше 1 Па наблюдается небольшое увеличение и, стабилизирующееся при Р = 15 Па. Наличие в системе азота или воздуха при Р > 10 Па вызывает резкое, почти скачкообразное увеличение и.
Падение напряжения на разрядном промежутке складывается из катодного падения и падения напряжения на положительном столбе дуги. Изменение каждой составляющей с ростом Р может иметь различный характер и, следовательно, по-разному влиять на характер кривых и. Рост и при Р больше 10-1 азота и аргона обусловлен процессами в столбе дуги, приводящими к уменьшению проводимости плазмы [12]:
^
ту д
где пе, т — концентрация и масса электрона соответственно; V д — эффективная частота столкновения электронов с атомами, ионами и электронами.
Уменьшение и при этом связано в основном с увеличением частоты столкновений электронов с нейтралами при росте давления газа в объеме. В системе титан-азот и титан - воздух резкое уменьшение и может быть связано также с повышением средней кратности заряда ионов, генерируемых в условиях образования химических соединений на поверхности катода катодным пятном дуги. Поскольку эффективное сечение, а следовательно, и частота столкновений электронов с ионами пропорциональны Z 2, это может привести к росту падения напряжения на разряде. Для систем металл-газ, в которых образования химических соединений на поверхности катода и связанного с этим явлением уменьшения скорости эрозии катодного материала не происходит, скачка напряжения на разряде не наблюдается. Рассеяние энергии ионов и электронов на молекулах газа приводит к тому, что газ начинает резко нагреваться. Причем повышенная концентрация газа позволяет сделать предположение о значительном энергосодержании газа в прикатодном пространстве. Тепло, поступающее из газовой плазмы, оказывает значительное влияние на испаряющийся материал катода. Можно предположить, что микрокапельная фракция, образующаяся в результате разбрызгивания катода в жидкой фазе, будет дополнительно испаряться в перегретом газе. Для низкотемпературной плазмы атмосферного давления известно, что характер и интенсивность процессов тепломассообмена между частицами дисперсной фазы и плазменным потоком будут определяться энергосодержанием плазменного потока, физико-химическими свойствами частиц мелкодисперсной фазы, родом плазмообразующего газа и, наконец, характером взаимодействия потока плазмы с мелкодисперсной фазой, который во многом зависит от критерия Кнудсена.
Для оценки возможности испарения частиц микро-капельной фракции в прикатодной плазме была разработана модель на базе кинетического подхода, в которой учтен тот факт, что в прикатодной плазме существует поток быстрых электронов, ускоренных в двойном электростатическом слое, возникающем с катодной стороны сужения в сжимающем магнитном поле. Разработанная математическая модель включала уравнения баланса мощности энергетических потоков, воздействующих на тело малых размеров, помещаемое в плазму низкого или среднего давления, и уравнения, описывающие нестационарный тепломассообмен в сферическом теле малых размеров в предположении отсутствия градиентов температуры внутри тела (тело считалось изотермичным). Параметры плазмы в дуговом испарителе, необходимые для моделирования, были получены экспериментально. Так, было установлено, что при давлении аргона в испарителе ~ 34 Па и токе на анод около 500 А электронная температура Те = 104 К, а концентрация плазмы 1021 м-3.
Полученные результаты показывают, что основной поток тепла из плазмы к частице обусловлен энергией, приносимой ионами. Доля энергии, приносимая электронами, в рассматриваемом диапазоне электронных температур не превышает 25 %. При температуре испарения мощность от частицы порошка отводится исключительно за счет теплового излучения. Максимальная температура, до которой сможет происходить нагрев частицы, вводимой в плазму, определяется энергетическим балансом. В рассмотренном случае температура частиц титана не превысит 3 000 К. Оценки времени полного испарения частицы Тисп титана диаметром 55 мкм при Те = 104 К дали значение 10-5, которое значительно меньше, чем время пребывания частицы титана в области плазменного шнура в дуговом испарителе при скорости ее перемещения поперек потока, не превышающей 100 м/с.
Таким образом, выполненные оценки показывают, что при достаточном энергосодержании плазменного потока процесс испарения катода в дуговом разряде низкого давления носит двухстадийный характер: первоначально материал катода разбрызгивается в жидкой фазе в катодном пятне, а затем подвергается полному испарению в приэлектродной парогазовой смеси. Кроме того, благодаря смешению паров металла с потоком ионизированного несущего газа происходит перегрев паров, что препятствует преждевременной конденсации паров и вызывает диссоциацию уже образовавшихся кластеров.
Один из возможных механизмов дробления капель описан в [13]. Разработан промышленный способ получения ультрадисперсных порошков с применением дополнительного дробления частиц, пояснение сущности которого раскрывает специфическая особенность при-
менения порошков. Основу способа составляет электро-дуговое распыление металла в атмосфере двухатомного газа. В мощной дуге постоянного тока при атмосферном давлении образуются капли металла, которые быстро насыщаются практически полностью диссоциированным газом — водородом или азотом. При охлаждении концентрация растворенного газа стремится к равновесной, определяемой законом Стивертса, и в ходе выделения газа происходит дробление капли до более дисперсного состояния.
Литература
1. Ушаков А.В. Получение ультрадисперсных порошков в плазме дугового разряда низкого давления: Автореф. канд. техн. наук. -Красноярск: КГТУ, 2003. - 18 с.
2. Ушаков А.В., Редькин В.Е., Жарков С.М., Соловьев Л.А. Влияние давления газовой смеси на свойства электродуговыгх порошков нитрида титана // Неорганические материалы. - 2003. - Т. 39. -№3. - С. 337-341.
3. Kimblin C.W. Cathode spot erosion and ionisation phenomenon in the transition from vacuum to atmospheric area // J. Appl. Phys. - 1974. -V. 45. - No. 12. - P. 5235-5244.
4. Месяц Г.А., Баренгольц С.А. Взаимодействие плазменные струй и капель в прикатодной области вакуумной дуги // Письма в ЖЭТФ. - 2002. - Т. 75. - Вып. 6. - С. 306-308.
5. Daalder J.E. Erosion and the origin of charged and neutral species in vacuum arcs // J. Phys. D; Appl. Phys. - 1975. - V. 8. - No. 14. -P. 1647-1659.
6. Achtert J., Altucher В., Juttner B. et al. Influence of surface contaminations on the cathode processes in vacuum dischargers // Beitrage Plasmaphysik. - 1977. - Bd. 17. - No. 6. - S. 419-431.
7. Juttner B. Cathode phenomena with arcs and breakdown in vacuum // Beitrage Plasmaphysik. - 1981. - Bd. 21. - No. 2. - S. 217-232.
8. Лунев В.М., Овчаренко В.Д., Хороших В.М. Исследование некоторых характеристик плазмы вакуумной металлической дуги // ЖТФ. - 1977. - T. 47. - № 7. - C.1486-1490.
9. Mc Clure G.W. Plasma expasion as a cause of metal displacement in vacuum arcs cathode spots // J. Appl. Phys. - 1974. - V. 45. - No. 5. -P. 2078-2084.
10. Дороднов А.М. Физика и применение плазменные ускорителей. -Минск: Наука и техника, 1974. - 330 с.
11. Гринченко В.Т., Ивановский Г.Ф., Зимин С.В. Источники и оборудование вакуумного плазменно-дугового нанесения покрытий // Вакуумная техника и технология. - 1992. - Т. 11. - № 4. - С. 44^6.
12. Спитцер Л. Физика полностью ионизованного газа. - М.: Изд-во иностр. лит., 1957. - 316 c.
13. Андриевский Р.А., Нуждин А.А. Аморфные и ультрадисперсные порошки и материалы на их основе // Итоги науки и техники. Порошковая металлургия. - М.: Металлургия, 1986. - Т. 2. - С. 3-64.
