Теплофизика высоких температур, 2020, T. 58, № 1, стр. 15-24

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время низкотемпературная плазма широко используется для решения не только разнообразных научных, но и прикладных производственных и технических задач. Наиболее привлекательные аспекты применения низкотемпературной плазмы связаны с тем, что по сравнению с традиционными химико-технологическими процессами плазменные процессы не требуют использования каких-либо жидких растворов (потенциально являются экологически чистыми), а также более экономичны. Особый интерес представляет исследование интенсивного разрушающего воздействия высокоэнтальпийного плазменного потока на теплозащитные материалы, сопровождающегося протеканием сложных теплофизических, электромагнитных и химических процессов [1]. Из всех типов генераторов низкотемпературной плазмы (ГНП) [2–6] наибольшую рабочую температуру может обеспечить ГНП постоянного тока, являющийся одним из наиболее простых источников низкотемпературной плазмы (Т < 25 000 К). Многообразие механических и теплофизических процессов, протекающих в высокоскоростных потоках термической плазмы, определяет повышенные требования к уровню теоретических исследований и измерительному оборудованию. Моделирование процессов тепломассообмена в высокоскоростных потоках горячего газа представляет собой проблему, часто возникающую при проведении различных научно-исследовательских и опытно-конструкторских работ в энергетике, двигателестроении, авиации и космонавтике. Поэтому использование инертного аргона в качестве плазмообразующего газа на первом этапе работы позволяет наблюдать только продукты химического разложения исследуемого образца и упрощает численное моделирование. Кроме того, большой цикл исследований свойств аргоновой плазмы стабилизированной дуги (электропроводности, вязкости, теплопроводности, оптических свойств) был проведен еще в начале 1960-х гг. на экспериментальной установке, разработанной в ИВТАН [7], и имеется большое количество данных при температуре плазмы до 30 000 К [6].

Таким образом, начальный этап подобных исследований целесообразно проводить в потоке химически неактивной плазмы. При этом необходимо иметь надежный ГНП, в разрядном промежутке которого создается высокоэнтальпийный плазменный поток инертных газов (аргона) с температурой от тысяч до десятков тысяч градусов.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

В разработку основ таких плазмотронов могут быть положены ГНП с самоустанавливающейся длиной дуги для плазмообразующего газа азота с расширяющимся каналом выходного электрода [8, 9]. Впервые ГНП с расширяющимся каналом газоразрядного тракта был предложен Исакаевым в конце 1970-х гг., где электрический разряд полностью горел в расширяющемся канале [10]. Выбор в пользу этого типа плазмотрона связан с тем, что такая конструкция обеспечивает горение дуги в ламинарном потоке при высокой скорости газа на входе в сопло, а также эффективность нагрева рабочей среды при малых тепловых потерях в водоохлаждаемые части устройства [8]. Ранее проведенные экспериментальные исследования генератора плазмы азота с расширяющимся каналом выходного электрода показали, что оптимальный угол раскрытия по направлению потока с углом 6° между образующей и осью канала приводит к повышению устойчивости дуги по сравнению с цилиндрическим каналом постоянного сечения [9]. При этом длина дуги уменьшается, а тепловые потоки в стенки становятся более равномерными. В расширяющемся канале при относительно больших скоростях газа дуговой столб вблизи анодной привязки дуги может занимать значительную часть поперечного сечения, и протекание тока в этом случае осуществляется посредством коротких дуг между анодом и электропроводным ядром потока. Значительное уменьшение плотности тока и удельного теплового потока на анод способствуют уменьшению эрозии выходного электрода.

Отличительной особенностью данной плазмы является ее движение в канале с дозвуковыми скоростями, распределение которых имеет параболический вид, достигающий максимума на оси ~10³ м/с [11]. При этом радиальное распределение давления потока плазмы в канале (I = 160 A, G = = 1.25 г/с) также имеет параболическую форму со значением полного напора в центре до 100 Па, спадающего на периферии до 10 Па [12]. Ранее проведенные эксперименты [13] в широких диапазонах изменений тока разряда (150–500 А), расхода плазмообразующего газа (аргона и азота атмосферного давления с расходом 1 г/с), входного диаметра канала (3–6 мм) позволили установить, что около 95% полного тока (до 500 A) отводится начальной (обращенной к катоду) поверхностью анода длиной 1 см, а оставшаяся часть анода отводит 5% тока дуги (анод был секционированным). Такой характер токоотбора обусловлен тем, что в переходном слое между токопроводящим плазменным шнуром и водоохлаждаемой стенкой анода имеется поперечное (по отношению к стабилизирующему дугу вихревому потоку) электрическое поле напряженностью ~30 В/см, обеспечивающее дрейфовую скорость электронов ~10⁶ м/c, значительно превышающую среднемассовую скорость поперечного тока газового потока [14]. При этом режим течения стабилизирующего вихревого потока на входном участке расширяющегося анода – ламинарный, а в зоне преимущественного токоотбора (длиной 1–2 входных диаметра анода) – переходный (от ламинарного к турбулентному), с характерными числами Пекле ~10³. Это обеспечивает гидродинамически устойчивое, без развития крупномасштабной турбулентности течение плазмы в области замыкания основного (~90–96%) тока дуги на поверхности анода. Наличие поперечного электрического поля и тока в переходной области плазма–стенка анода, по-видимому, является дополнительным ламинаризирующим фактором воздействия электрического тока на поток газа в токопроводящем канале [15, 16]. Диффузному характеру токоотбора на входном участке анодного канала способствуют как наличие значительной (соизмеримой с осевой) тангенциальной составляющей скорости вихревого потока (при скорости ~500 м/с частота вращения 5–25 кГц), так и объемная фотоионизация нейтрального газа на границе плазменного шнура потоком распространяющегося в радиальном направлении вакуумного ультрафиолетового излучения (ВУФ-излучения), генерируемого сильноионизованным ядром дуги с температурой 20–30 кК [14]. Достигшее границы плазмы ВУФ-излучение осуществляет фотоионизацию холодного пристеночного слоя и последующий (в процессах фото- и тройной или диссоциативной рекомбинации) его нагрев. Вследствие высокой оптической плотности ВУФ-излучения его энергия не достигает стенки и полностью расходуется на нагрев газа. Таким образом, ВУФ-излучение и обеспечивает плазмотронам данного типа энергетически выгодный режим работы, без развития колебаний и турбулизации плазмы на коротком (2–3 входных диаметра анода) самоустанавливающемся участке дуги: лишь четверть энергии джоулева нагрева попадает на охлаждаемую стенку. Остальные три четверти энергии затрачиваются на повышение энтальпии (среднемассовой температуры) рабочего газа [13]. Анализ картин радиальных распределений интенсивности свечения плазмы в сечении анода показывает, что при расходе плазмообразующего газа G < 3 г/с наблюдается цилиндрическая симметрия этого распределения, нарушаемая при увеличении расхода, возможно, вследствие появления отрывных течений и турбулизации потока [13]. Согласно [6, 13], исследуемая плазма аргона находится в состоянии частичного локального термодинамического равновесия с температурой и концентрацией электронов на оси дуги Т_е = 2.5–2.9 × 10⁴ K, n_e~ ~ 10¹⁷ см^–3. В переходной области “электродуговая плазма–охлаждающий газовый поток” температура электронов и концентрация составляют Т_е ~ 10⁴ К, n_e ~ 10¹⁵ см^–3. При этой температуре вязкость аргоновой плазмы достигает максимальных значений μ ≈ 2.5 × 10^–4 Па с. В результате возрастания вязкости на периферии дуги в переходном слое происходит интенсивное демпфирование возникающих в газовом потоке турбулентных пульсаций. Кроме этого, уменьшение концентрации электронов на периферии приводит к уменьшению эффективности электрон-атомных столкновений, частота столкновений падает, что ведет к отрыву электронной температуры от температуры тяжелых частиц [6, 13].

Кроме этого, недостатками большинства ГНП с продольным потоком газа и самоустанавливающейся длиной дуги является падающий характер вольт-амперной характеристики (ВАХ), так как с увеличением силы тока уменьшается длина дуги, что приводит к снижению напряжения горения [2, 3]. Вследствие этого мощность дуги увеличивается гораздо медленнее, чем сила тока, в то время как ресурс ГНП во многом определяется величиной силы тока дуги. Падающая ВАХ влечет за собой также жесткие требования к источнику электрического питания для стабилизации дуги. В таких генераторах для стабилизации дуги и термоизоляции ее от стенок канала применяются пористый вдув, аксиальные потоки или закрутка газа [3–5], а также создаются различные полости, уступы, диафрагмы, межэлектродные вставки, что усложняет общую конструкцию. Кроме того, каждая схема имеет преимущество только в определенном диапазоне параметров силы тока и расхода газа.

Поэтому было проведено исследование ВАХ и КПД ГНП с цилиндрическим диаметром 4 мм (рис. 1) и расширяющимся (рис. 2) каналами длиной 35 мм. В последнем угол раскрытия 6° между образующей и осью канала, диаметр критического сечения – 4 мм.

Подбор диаметра цилиндрического канала произведен экспериментально из условия исключения теплового запирания канала при данных режимах работы ГНП. Наличие и значения тока и напряжения определяются с помощью системы, основанной на использовании аналого-цифровых плат L-Card L761, L783 с возможностью одновременного опроса 16 измерительных каналов (частота опроса – до 3000 кГц), позволяющей измерять как мгновенные значения токов и напряжений, так и усредненные значения по времени с цифровым и графическим отображением информации. Оценка КПД плазмотрона η проводилась калориметрическим методом: автоматизированным измерением расходов и температуры воды на входах и выходах автономно охлаждаемых частей узлов плазмотрона.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

В табл. 1 представлены электрофизические характеристики электрической дуги в цилиндрическом и расширяющемся газоразрядных трактах длиной 35 мм, где G – расход плазмообразующего газа, I – сила тока, U – напряжение горения дуги, Q – тепловой поток в охлаждаемые части ГНП, P – мощность, вкладываемая в дугу, η – КПД плазмотрона.

Расширяющийся канал обеспечивает стабильную работу ГНП во всем диапазоне изменения тока и расхода плазмообразующего газа.

Горение дуги в цилиндрическом канале при малых токах и расходах плазмообразующего газа (см. Примечания в табл. 1) сопровождается периодическими кратковременными пульсациями напряжения, обусловленными крупномасштабным шунтированием [5].

Эксперимент показал, что расширяющийся канал лишен вышеуказанных недостатков цилиндрического канала, способствует стабильности работы ГНП во всем диапазоне изменения тока и расхода газа, при этом уровень кратковременных пульсаций напряжения на всех режимах работы не более 0.5 В.

Единственный недостаток исследуемого расширяющегося канала – это необходимость при больших токах (I > 250 А) повышать расход газа для увеличения длины дуги и соответственно напряжения горения, о чем свидетельствует уменьшение напряжения горения при 300 А (табл. 1).

Анализ зоны максимальной привязки дуги в аноде показал, что при данных режимах работы для горения дуги в аргоне нет необходимости в такой длине газоразрядного тракта. Длина газоразрядного тракта была уменьшена до 15 мм. Дальнейшее уменьшение ухудшало охлаждение анода из-за конструктивных особенностей ГНП, хотя анализ показывает возможность уменьшения анода до ~10 мм. В табл. 2 приведены электрофизические характеристики электрической дуги в цилиндрическом и расширяющемся газоразрядных трактах длиной 15 мм.

Из данных табл. 2 видно, что в расширяющемся канале ВАХ слабо возрастающая, кроме режима работы при расходе 1.5 г/c, что связано с уменьшением длины дуги при увеличении тока и невозможности его выдувания. На более высоких расходах газа (≥2 г/c), как и с длинным анодом, лучшими характеристиками обладает расширяющийся канал во всем диапазоне изменения тока и расхода плазмообразующего газа. Укорачивание длины газоразрядного тракта привело к увеличению КПД плазмотрона в среднем на 10–15%.

На основе проведенных исследований и подбора оптимальной конфигурации узлов был создан генератор низкотемпературной плазмы аргона постоянного тока с самоустанавливающейся дугой и расширяющимся каналом газоразрядного тракта, конструкция которого приведена на рис. 3.

На следующем этапе с помощью спектральных методов анализировался состав высокоэнтальпийного плазменного потока [8, 17]. Исследования проводились с использованием трехканального оптоволоконного спектрометра AvaSpec 2048 со спектральным разрешением 0.2–0.5 нм, который выполнял мониторинг излучения (с периодичностью 3–4 спектр/с) вдоль оси потока плазмы в спектральном диапазоне 240–1000 нм. Наличие в исследуемых спектрах плазмы аргона большого числа линий атомарного аргона ArI, позволяет использовать метод “больцмановской экспоненты” для определения Т_е [18–20]. Концентрацию электронов в приосевой области плазменной струи можно оценить по полуширине линий H_α и H_β. Так, например, на срезе сопла при токе 250 А и расходе газа 2.5 г/c температура и концентрация электронов в приосевой плазме аргона Т_е ~ 12 кK, n_e ~ 10¹⁷ cм^–3.

Скорость плазменного потока определялась измерением полного давления с помощью трубки Пито, представлявшей собой изогнутую капиллярную трубку, заключенную в медный корпус, который охлаждался проточной водой (рис. 4). Конструкция закреплялась на стальной координатной рампе с тремя степенями свободы с точностью позиционирования $\delta \bar {x} = \delta \bar {y} = \delta \bar {z} = 0.1$ мм в декартовой системе координат. Непосредственно давление измерялось токовым датчиком Honeywell Eclipse OEM Pressure Transducer с рабочим диапазоном P = 0–20.413 атм с холостым током i₀ = 4 мА и линейной зависимостью перепада давления от тока dP/di = 1.2927 × 10⁸ Па/А. Сила тока измерялась цифровым микроамперметром с точностью δi = 1 мкА.

Измерение полного давления при расходе аргона 2.5 г/c производилось вдоль оси струи с шагом $\Delta x$ = 10 ± 1 мм, при двух различных значениях тока I₁ = 200 А и I₂ = 250 А. По полученным данным на основе линейной зависимости тока датчика от давления и данным спектроскопических измерений температуры определялась плотность потока $\rho = \frac{{p\mu (T)}}{{RT}}$ (p – статическое (атмосферное) давление, T – температура, μ = μ(T) – средняя молярная масса смеси по данной температуре, R – универсальная газовая постоянная) и скорость потока ${v} = {{\left[ {2\frac{{{{p}_{0}} - p}}{\rho }} \right]}^{{{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}}}},$ где p₀ – p измеряется токовым датчиком [21]. При расчете погрешностей измеряемых и рассчитываемых величин учитывалось, что точность установки положения (абсолютная погрешность) по оси z составляет $\delta z = 1$ мм, остальные погрешности определяются из следующих соотношений:

где штрихом обозначена производная по температуре, а σ_v – относительная погрешность скорости.

В табл. 3 приведены полученные спектральными методами зависимости температуры от расстояния от среза сопла в плазме аргона при расходе 2.5 г/c.

При расчете температуры на различных расстояниях для значения тока 200 А использовалось значение температуры Т₁ = 11 902 ± 497 К, осредненное по области вблизи выходного сечения сопла; для значения тока 250 А – осредненное аналогичным образом значение температуры Т₂ = = 11 983 ± 941 К.

Следует обратить внимание на то, что из-за малой зоны измерения температуры невозможно выполнить линейную экстраполяцию температуры на дальние расстояния от сопла (происходит переход через ноль). Вследствие больших температурных погрешностей были выбраны следующие данные, полученные по оцифрованным кривым (рис. 5–7) и приведенные в табл. 4.

На рис. 5 показаны зависимости теплоемкости аргона от температуры по данным различных авторов [22–24]. На рис. 6 и 7 представлены зависимость показателя адиабаты аргона при атмосферном давлении от температуры и зависимость скорости звука от температуры по данным работы [22].

В табл. 5 и 6 и рис. 8 представлены результаты измерений скорости плазменного потока для двух значений тока.

Измерения показали, что в зависимости от начальных условий на расстоянии 0–30 мм от среза сопла скорость потока плазмы изменяется от 990 до 300 м/c (рис. 8).

Оценка погрешностей:

Погрешность установки осевой координаты составила 10^–4 м.

На основе калориметрических измерений были определены тепловые потоки, отводимые водой при охлаждении цилиндрических торцов калориметра из меди (рис. 9), где площади секций 1, 2, 3 соответствуют S₁ = 1 см², S₂ = 3 см², S₃ = 9 см² при изменении расстояния h от среза сопла от 15 до 30 мм.

Результаты измерений приведены в табл. 7 и рис. 10.

Из рис. 10 видно, что при мощности плазмотрона P ≈ 5–10 кВт и расстояния от среза сопла 15–30 мм плазменная струя при нормальном ее падении на калориметр обеспечивает удельные тепловые потоки в пределах 0.02–0.41 кВт/cм². С увеличением расстояния тепловой поток на все секции калориметра становится практически равномерным из-за слабо расходящейся струи, благодаря углу раскрытия канала газоразрядного тракта.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Для исследования теплофизических, электродинамических и оптических свойств аргона, а также осуществления различных плазмохимических реакций создан генератор постоянного тока высокоэнтальпийной плазменной струи аргона с самоустанавливающейся длиной дуги и расширяющимся каналом выходного электрода. ГНП позволяет получать на выходе слаборасходящуюся плазменную струю аргона (с углом раскрытия 2α = 12°) 5–8 мм с энтальпией 5–10 кДж/г и среднемассовой температурой 5–12 кК, с концентрацией электронов в приосевой плазме 10¹⁷ cм^–3, при полной электрической мощности дугового разряда 2–10 кВт и расходе плазмообразующего газа 1.5–3 г/c. В зависимости от начальных условий на расстоянии 0–30 мм от среза сопла скорость потока плазмы меняется в пределах от 990 до 300 м/c. При этом обеспечиваются удельные тепловые потоки на расстояния от среза сопла 15–30 мм в пределах 0.02–0.41 кВт/cм². Увеличить тепловую мощность и удельные тепловые потоки плазменной струи при данных значениях тока и расходах плазмообразующего газа можно увеличением длины дуги (соответственно и напряжения горения), что возможно осуществить, например, вводом в конструкцию плазмотрона дополнительной межэлектродной вставки.

Работа выполнена при частичной поддержке гранта РФФИ № 18-29-24 203 мк.