авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |
-- [ Страница 1 ] --

ISSN 1563-034X

Индекс 75877

Индекс 25877

Л-ФАРАБИ атындаы АЗА ЛТТЫ УНИВЕРСИТЕТІ

КАЗАХСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени АЛЬ-ФАРАБИ

ХАБАРШЫСЫ

ВЕСТНИК

ФИЗИКА СЕРИЯСЫ СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ АЛМАТЫ № 1 (25) 2008 1 Л-ФАРАБИ атындаы АЗА ЛТТЫ УНИВЕРСИТЕТІ КАЗАХСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени АЛЬ-ФАРАБИ азУ ХАБАРШЫСЫ Физика сериясы №1 (25) 2008 ВЕСТНИК КазНУ Серия физическая Алматы 2008 2 ISSN 1563-034X Индекс Индекс Л-ФАРАБИ атындаы КАЗАХСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ АЗА ЛТТЫ УНИВЕРСИТЕТІ УНИВЕРСИТЕТ имени АЛЬ-ФАРАБИ _ азУ ВЕСТНИК ХАБАРШЫСЫ КазНУ ФИЗИКА СЕРИЯСЫ СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ АЛМАТЫ № 1 (25) Зарегистрирован в Министерстве культуры, информации и общественного согласия Республики Казахстан, свидетельство № 956 – Ж от 25.11.1999 г.

(Время и номер первичной постановки на учет № 766 от 22.01.1992 г.) Редакционная коллегия:

Главный редактор - Аскарова А.С.

Научный редактор - Рамазанов Т.С.

Абдильдин М.М., Абишев М.Е., Архипов Ю.В., Баимбетов Ф.Б., Жанабаев З.Ж., Коробова Н.Е., Лаврищев О.А., Оскомов В.В.

Иманбаева А.К. (ответственный секретарь) Выходит 4 раза в год © Издательство «аза университеті», ТЕПЛОФИЗИКА ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА ГОРЕНИЯ ЖИДКОГО ТОПЛИВА ПРИ ИЗМЕНЕНИИ СКОРОСТИ ВПРЫСКИВАЕМЫХ КАПЕЛЬ А.С. Аскарова, И.Э. Волошина, М.Ж. Рыспаева, Е.С. Невский Казахский национальный университет им. Аль-Фараби, Алматы Численно исследован процесс горения жидкого топлива в камере сгорания на основе решения дифференциальных двумерных уравнений турбулентного реагирующего течения. Изучено влияние скорости впрыска на горение жидкого топлива.

Введение В настоящее время проблемы горения широко исследуются учными всего мира.

Нарастающий уровень экологического загрязнения окружающей среды, истощение запасов углеводородного топлива и экономический рост многих стран, обуславливающий повышение спроса на энергию, поставили задачу нахождения наиболее экономичного и экологического способа сжигания топлива [1].

Для решения этой задачи необходимо детально исследовать сам процесс горения, поэтому все большее распространение в науке получают методы численного моделирования.

В большинстве устройств, использующих процесс горения, большую роль играет турбулентность, и ее исследование является, пожалуй, самым сложным разделом гидродинамики. Необходимо также принять во внимание, что при горении турбулентность осложняется дополнительными факторами — большим количеством разнообразных химических реакций и излучением [2].

Таким образом, компьютерное моделирование становится все более важным элементом исследования процессов горения и проектирования различных установок, сжигающих жидкое топливо. Можно прогнозировать, что роль численного эксперимента будет возрастать и в дальнейшем. Но говорить о полной замене экспериментальных исследований численными расчетами было бы неправильно, поскольку моделирование имеет свои собственные методы, свои собственные трудности и свою собственную сферу применения, открывая новые перспективы для изучения физических процессов.

Целью данной работы является изучение влияния скорости впрыска жидкого топлива на его горение с помощью численного моделирования на основе решения дифференциальных двумерных уравнений турбулентного реагирующего течения.

Математическая модель горения жидкого топлива Основные уравнения математической модели задачи о дисперсии и горении впрыска жидкого топлива, используемые в данной работе, имеют следующий вид [1-7]:

уравнение неразрывности для компоненты m:

m ( m u ) D m m s m1, c (1) t уравнение импульса:

u 1 2 uu 2 p A0 k F s g, (2) t a уравнение энергии:

I uI pu 1 A0 u J A0 Q c Q s, (3) t где J K T D hm m.

m Уравнения k- модели турбулентности:

2 k u k ku : u k W s, (4) t Prk u c 1 c 3 u c 1 : u c 2 c sW s. (5) t 3 Pr k Дополнительные члены в уравнениях (1)-(5), появляющиеся за счет межфазного обмена и за счет химической реакции можно записать следующим образом:

s f 4 r 2 Rdu p dT dydy, p p F s f r 3 F g 4 r 2 Ru p du p drdT dydy, p3 p 1 4 Q s f 4 r 2 R I (T ) (u p u ) 2 r 3 c(T ) F g (u p u u ) du p drdT dydy, p2 3 p p p 4 3 W s f r F g u du p drdT dydy, p3 p c W (b a ), m m mr mr r r Qc (a b )(h0 ).

mr mr fmr rm Здесь m - массовая плотность компоненты m, - общая массовая плотность, u скорость жидкости, m - источниковый член вследствие химических реакций, m c s источниковый член вследствие впрыска, 1 – это вещество, из которого состоят впрыскиваемые капли, – дельта-функция Дирака, p - давление в жидкости, а – безразмерная величина, I - удельная внутренняя энергия, k – кинетическая энергия турбулентности, - скорость диссипации кинетической энергии турбулентности, J Q c - источниковый член вследствие химического теплового эффекта, Q s тепловой поток, источниковый член вследствие взаимодействия с впрыском, F s - скорость отдачи импульса на единицу объема из-за впрыска, W s - источниковый член вследствие взаимодействия с впрыском. Константы модели турбулентности: c1 =1,44;

c 2 = 1,92;

c3 = -1,0;

Prk = 1,0;

Pr = 1,3;

cs = 1,50.

Постановка задачи В данной работе была исследована зависимость максимальной температуры горения топлива от скорости впрыска. Скорость впрыска жидкого топлива менялась от 180 до м/с. Было выяснено, что при низких скоростях впрыска жидкого топлива горение не происходит. В качестве объекта исследования выступает додекан, чья химическая формула имеет вид С12Н26. Для данного вида топлива химическая реакция горения с образованием углекислого газа и воды записывается следующим образом:

2С12Н26 + 37О2 24СО2 + 26Н2О.

Данная реакция является экзотермической, т.е. протекает с большим выделением тепла.

Результаты вычислительных экспериментов В результате проведенных вычислительных экспериментов было установлено, что минимальная скорость впрыскивания жидкого топлива в камеру сгорания, при которой происходит процесс горения, равна 200 м/с.

200 250 300 350 400 450 V, m/s Рис. 1. Изменение максимальной температуры в камере сгорания в зависимости от скорости впрыскиваемых капель жидкого топлива.

Наиболее эффективно процесс горения протекает при скорости впрыскивания топлива в пределах от 250 до 260 м/с, при этом максимальная температура принимает значения от 963 К0 до 991 К0 (рис.1). Для данной оптимальной скорости впрыска, равной 250 м/с, были получены графики изменения со временем температуры и концентрации паров топлива в камере сгорания.

(2D) 17 Sep (2D) 17 Sep 2007 (2D) 17 Sep T T T 963. 963.156 963. 9 899. 899.013 899. 834. 834.869 834. 8 770. 770.725 770. 7 706. 706.581 706. 642. 642.438 642. 6 578. 578.294 578. H, cm H, cm H, cm 5 514. 514.15 514. 450. 450.006 450. 4 385. 385.863 385. 3 321. 321.719 321. 257. 257.575 257. 2 193. 193.431 193. 129. 129.288 129. 1 65. 65.1438 65. 0 10 0.5 1 1. 0 0.5 10 1.50.5 1. R, cm R, cm R, cm Рис.2. Изменение температуры с течением времени в камере сгорания.

На рис.2 представлено распределение температуры в пространстве камеры сгорания для скорости впрыска, равной 250 м/с, в различные моменты времени 0,4 мс, 2 мс и 3,5 мс, соответственно. В конечный момент времени максимальная температура достигает 963 К, видно, что температурный факел заполняет почти всю расчетную область.

(2D) 17 Sep 2007 (2D) 17 Sep (2D) 17 Sep Fuel Fuel Fuel 0.315741 0. 0. 9 0.294691 0. 0. 0.273642 0. 0. 8 0.252592 0. 0. 7 0.231543 0. 0. 0.210494 0. 0. 6 0.189444 0. 0. 5 0.168395 0. 0. z z z 0.147346 0. 0. 4 0.126296 0. 0. 3 3 0.105247 0. 0. 0.0841975 0. 0. 2 0.0631481 0. 0. 0. 1 0. 1 0. 0.0210494 0. 0. 0 0 0.5 10 1.5 10 0.5 1 1. 0.5 1. x x x Рис.3. Распределение концентрации паров топлива в пространстве камеры сгорания в различные моменты времени для скорости впрыска 250 м/с.

Распределение концентрации паров топлива в те же моменты времени, что и для температуры для скорости впрыска 250 м/с приведено на рис.3. В начальный момент концентрация топлива имеет минимальное значение и с течением времени увеличивается за счет впрыскивания капель топлива в камеру сгорания. Топливо очень быстро испаряется, пары топлива смешиваются с окислителем, полученная смесь воспламеняется и сгорает за мс. В конечный момент времени концентрация топлива снижается до нуля.

Заключение Были получены графики распределения максимальной температуры в зависимости от скорости впрыска топлива, а также распределения топлива и температуры по пространству камеры сгорания в различные моменты времени (начальный, промежуточный и конечный) для эффективной скорости впрыскиваемых капель.

В результате проведенного численного моделирования по влиянию скорости впрыска на процесс горения жидкого топлива было установлено, что при скоростях впрыска меньше 200 м/с горение не происходит, поскольку в этом случае скорость впрыска не является достаточной для того, чтобы началась и стабилизировалась реакция горения.

Литература 1. Amsden A.A., O'Rourke P.J., Butler T.D. KIVA-II: A computer program for chemically reactive flows with sprays, Los Alamos. 1989, 160с.

2. А.С.Аскарова, И.Э. Волошина, М.Ж.Рыспаева. Влияние массы на моделирование процесса горения впрыска жидкого топлива// Вестник КазНУ, серия физическая, №1 (23), 2007 г., с.68-72.

3. А.С.Аскарова, Гороховски М.А., И.В.Локтионова, М.Ж.Рыспаева. Горение жидких топлив в камере сгорания// Известия НАН РК, №3, 2006 – с.15-20.

4. А.С.Аскарова, И.Э. Волошина, М.Ж.Рыспаева. Численное исследование влияния начальной температуры на процесс горения в камере сгорания //Известия НАН РК, серия физико-математическая, № 2 (525), 2007 – с.55-60.

5. А.С.Аскарова, И.Э. Волошина, М.Ж.Рыспаева Численное моделирование образования продуктов реакции при сжигании жидких топлив // Вестник КазНУ, серия физическая, № 2(24), 2007, с. 3-7.

6. Askarova A.S., Voloshina I.E., Ryspayeva M.Zh. Numerical study of mass influence on the process of combustion of liquid fuel spray// Abstracts of V-th International conference Problems of industrial heat engineering, Kiev, Ukraine, 2007, p.27-28.

7. М.Ж.Рыспаева, И.Э. Волошина Компьютерное моделирование образования продуктов реакции при горении жидкого топлива различной массы // Материалы конференции. Всероссийская конференция студентов, аспирантов и молодых ученых по физике, 14 - 16 ноября 2007 года, г. Владивосток, с.114-115.

СЙЫ ОТЫННЫ ЖАНУ ПРОЦЕСІНДЕГІ ЖЫЛДАМДЫТЫ БРКУ ТАМШЫСЫНЫ ЗГЕРУІН ЗЕРТТЕУ.С. Асарова, И.Э. Волошина, М.Ж. Рыспаева, Е.С. Невский Екі лшемді дифференциалды турбуленттік тедеулерді реакцияа тскен кездегі негізгі шешімдеріне жану камерасында сйы отынны жану процесіне санды зерттеу жргізілді. Сйы отынны жануына брку жылдамдыыны сері арастырылды.

RESEARCH OF THE COMBUSTION PROCESS OF LIQUID FUELS AT THE CHANGE OF THE INJECTED PARTICLE’S VELOCITY A.S. Askarova, I.E.Voloshina, M.Zh. Ryspayeva, E.S. Nevskii The combustion process of liquid fuel in the combustion chamber on the basis of the solution for differential two-dimensional equations of the turbulent reactive flows has been numerically researched. The influence of the spray velocity on the combustion of liquid fuel has been studied.

РАСЧЕТЫ РАВНОВЕСНЫХ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ СВОЙСТВ МЕТАНА НА ОСНОВЕ КЛАСТЕРНОЙ МОДЕЛИ ГАЗА Л.И. Курлапов, Г.И Жанбекова, А.А. Скорняков Казахский национальный университет им. аль-Фараби, НИИЭТФ, г. Алматы Приведены расчеты концентраций кластеров, фактора сжимаемости и молярной массы молекулярно-кластерной смеси метана при различных условиях.

В газах при различных давлениях и температурах в хаотическом движении участвуют не только молекулы, но и кластеры [1-3]. Образование кластеров происходит за счет взаимного притяжения молекул при их столкновениях. Как показано в монографии [4], даже при парном столкновении молекул, обладающих потенциалом Леннарда-Джонса, при определенном сочетании параметров столкновений, две молекулы могут образовать достаточно долго живущее связанное состояние. Если в течение времени существования такого связанного состояния произойдет столкновение с третье молекулой, то это связанное состояние может стабилизироваться, образуя кластер, состоящий из двух молекул – димер. В плотных газах могут происходить столкновения нескольких молекул [5], и такой механизм образования кластеров может привести к образованию кластеров, содержащих три, четыре молекулы и так далее.

Существование кластеров различных размеров приводит к необходимости рассматривать каждый газ как многокомпонентную молекулярно-кластерную смесь, в которой и молекулы, и кластеры вносят свой вклад в наблюдаемые равновесные и неравновесные свойства. Такая модель газа – кластерная модель – позволяет описывать равновесные и неравновесные свойства реальных при различных давлениях и температурах [6-8].

Образование или распад кластеров при изменении давления или температуры соответствует переменности числа молей структурных элементов, поэтому уравнение состояния такого газа должно учитывать переменность числа молей. Важно то, что в существующих уравнениях состояния реальных газов переменность числа молей не учитывается, а отклонения свойств от свойств идеального газа обычно удается описать путем поправок, которые также вводятся как молярные поправки.

В настоящее время принято считать, что наиболее общем виде уравнение состояния газов представляется уравнением в вириальной форме [4]:

pV B (T ) C (T ) D(T ) 1..., 2 RT V V V (1) где p - давление, T - температура, V - молярный объем, B(T ) - второй вириальный коэффициент, C(T ) - третий вириальный коэффициент, D(T ) - четвертый вириальный коэффициент (объем и все вириальные коэффициенты относятся к постоянному числу молей, обычно, к одному молю).

Наиболее простой и эффективной формой уравнения состояния реальных газов является уравнение, в котором отклонения от уравнения идеального газа описываются фактором сжимаемости z [4]:

p zn ( n) kT, (2) где n (n) – числовая плотность молекул.

Как видно из этого уравнения, фактор сжимаемости для идеального газа равен единицы. В кластерной модели отклонения фактора сжимаемости от единицы объясняется наличием двух причин. Первая причина связана с собственным объемом частиц. Она приводит к тому, что фактор сжимаемости должен быть больше единицы (это учитывается в теории Энскога [5]). В кластерной модели учитывается вторая причина, приводящая к уменьшению фактора сжимаемости. Его уменьшение связано с уменьшением числа молей при образовании кластеров.

Так как в кластерной модели газ рассматривается как смесь кластерных субкомпонентов, а свойства всего газа определяются по правилам, которые обычно применяются для описания смесей, основная трудность применения кластерной модели газов состоит в установлении кластерного состава. К настоящему времени разработано несколько схем расчетов концентраций кластеров в газах [6 - 8]. Для описания молекулярно-кластерных смесей удобно использовать концентрацию, которая вводится так:

ng C gc ) (, r ng g (3) где ng – числовая плотность g -мерных кластеров, r – размер наибольшего кластера, который учитывается в данной задаче.

Такая концентрация аналогична числовой доле, вводимой в кинетической теории многокомпонентных газовых смесей. В частности, через эту концентрацию выражается средняя молярная масса молекулярно-кластерной смеси как средневзвешенная величина:

r С gc ) g, ( g (4) где C g ) – концентрация g – мерных кластеров относительно суммарной числовой (c плотности всех кластеров, – средняя молярная масса кластерной смеси, п – молярная масса g – мерных кластеров.

Как видно из уравнения состояния (2), отклонения уравнения состояния реального газа от идеального удобно описывать через фактор сжимаемости. Через концентрации кластеров фактор сжимаемости выражается следующей формулой:

1 r С g( n ).

z (1 b) g (5) В настоящей работе расчеты фактора сжимаемости и средней молярной массы метана проведены по этим формулам. Для расчетов концентраций кластеров разработана схема, которая основана на экспоненциальном распределении кластеров по их размерам [6 - 8].

Такое распределение следует из общих соображений, в частности, из распределения Гиббса.

(c ) В используемой схеме расчетов используется концентрация C g, для которой экспоненциальное распределение записывается так:

Cgc ) C1(c ) exp ( g 1)., ( (6) - нормировочный множитель, C1( c ) - числовая доля (концентрация) молекул как одномерных кластеров.

Нормировочный множитель находится путем нормировки полученного кластерного состава на плотность или удельный объем газа. На рисунках 1, 2 приведены результаты расчетов концентраций кластеров для метана. Необходимые данные о свойствах газа взяты из справочной литературы [9, 10] (критические параметры метана [9]: Tc =190,77 К, p c =4, МПа).

1, Метан, p=3.0 МПа 1 - Т=600 К 0, 2 - Т=300 К (c) 0, Доли кластеров Cg 3 - Т=195 К 0, 0, 0, 1 2 3 4 5 Размер кластеров g Точки - расчет по формулам кластерной модели. Линии – расчеты по формуле C C1( c ) exp ( g 1).

(c) g Рисунок 1 - Распределение концентраций кластеров по размерам в метане при давлении р=3.0 МПа (c) C g CH 0, T=200 K 1 - p=3.0 MPa 2 - p=4.0 MPa 0, 3 - p=5.0 MPa 0, 0, 1 2 3 4 5 6 g Рисунок 2 - Распределение концентраций кластеров по размерам в метане при температуре Т=200 К Как видно из рисунка 1, в метане при низкой температуре при давлении 3.0 МПа могут существовать кластеры, состоящие из пяти молекул, а при температуре 200 К (рисунок 2) при давлении 5.0 МПа – кластеры, содержащие до семи молекул. Такие тяжелые кластеры существенно изменяют среднюю молярную массу молекулярно-кластерной смеси. На рисунке 3 приведены результаты расчетов по формуле (4) относительной молярной массы метана.

1, 1, M/M Метан, p=3.0 МПа 1, 1, 1, 1, 1, 1, 200 300 400 500 600 700 Температура, К Рисунок 3 –Относительная молярная масса метана Как видно из рисунка 3, при низкой температуре молярная масса плотного газа превышает молярную массу молекул в несколько раз. Это сказывается и на факторе сжимаемости, расчеты которого приведены на рисунке 4.

1, Фактор сжимаемсти z 0, Метан, p=3.0 МПа 0, 0, 200 300 400 500 600 700 Температура, К Сплошная линия – расчеты по формуле (5), точки – сглаженные экспериментальные данные [9].

Рисунок 4 – Фактор сжимаемости метан как функция температуры при давлении р=3.0 МПа Как видно из рисунка 4, фактор сжимаемости при температуре 510 К переходит через единицу, хотя газ не является идеальным газом. В кластерной модели это объясняется тем, что влияние собственного объема компенсируется уменьшением числа молей молекулярно кластерной смеси.

Анализ расчетов свойств газов показывает, что кластерная модель хорошо описывает известные данные и может предсказывать новые свойства.

Литература 1. Вукалович М.П., Новиков И.И. Уравнения состояния реальных газов. М-Л.:

Госэнергоиздат, 1948. – 340 с.

2. Петров Ю.И. Кластеры и малые частицы. – М.: Наука, 1986. – 368 с 3. Смирнов Б.М. Процессы в плазме и газах с учетом кластеров // УФН. - 1997.- Т. 167, № 11. - С. 1169 - 1200.

4. Гиршфельдер Дж., Кертисс Ч., Берд Р. Молекулярная теория газов и жидкостей. М: ИЛ, 1961.-930 с.

5. Ферцигер Дж., Капер Г. Математическая теория процессов переноса в газах. М.:

Мир, 1976. - 556 с.

6. Курлапов Л.И., Дьяченко Е.А. Определение концентрации кластеров в газах.

Вестник КазГУ. Сер. Физ., №1(10), Алматы, 2001. - С. 98-102.

7. Курлапов Л.И., Ташимбетова А.Т. Расчет концентрации кластеров и фактора сжимаемости в газах // Вестник КазНУ. Серия физическая. – 2002. – №1(12). – С. 112-116.

8. Курлапов Л.И.Кластерная модель газа// ЖТФ.- 2003. – Т. 73, вып. 2.- С 51-55.

9. Термодинамические свойства метана: ГСССД. Серия монографий/ Сычев В.В. и др. – М.: Изд-во стандартов, 1979. – 348 с.

10. Варгафтик Н.Б. Справочник по теплофизическим свойствам газов и жидкостей. М.:

Наука. 1972.- 720 с.

КЛАСТЕРЛІК МОДЕЛЬ НЕГІЗІНДЕ МЕТАННЫ ТЕПЕ-ТЕДІК ТЕРМОДИНАМИКАЛЫ АСИЕТТЕРІН ЕСЕПТЕУ Л.И. Курлапов, Г.И. Жанбекова, А.А. Скорняков р трлі жадайда метан молекулалы-кластерлік оспасыны кластерлер, сыу факторы жне молярлы масса концентрациясыны есептеулері келтірілген.

CALCULATIONS OF EQUILIBRIUM THERMODYNAMIC PROPERTIES OF METHANE ON THE BASIS OF THE CLUSTER MODEL OF GAS L.I. Kurlapov, G.I. Janbekova., A.A. Skornyakov Calculations of concentration of clusters, the compressibility factor and molar mass of molecular-cluster mixture of methane under various conditions are given ВЛИЯНИЕ НАЧАЛЬНОЙ КОНЦЕНТРАЦИИ ТОПЛИВА НА ГОРЕНИЕ ЛАМИНАРНЫХ И ТУРБУЛЕНТНЫХ СТРУЙ А.С. Аскарова, С.А. Болегенова Казахский национальный университет им. аль-Фараби, г.Алматы Получено численное решение задачи о горении ламинарной и турбулентной затопленных струй метана в неподвижной окружающей среде.

Рассматривается задача о ламинарном диффузионном факеле, образующемся при горении струи метана в неподвижной окружающей среде.

В реальных условиях реакции горения метана протекают частично по цепному механизму, частично – в тепловом режиме, когда непосредственно реагируют молекулы топлива и окислителя. Поскольку в диффузионном факеле скорость горения лимитируется скоростью смешения топлива и окислителя, то кинетикой химических реакций можно пренебречь.

Обобщенную реакцию горения метана можно записать следующим уравнением:

СН4 + 2О2 + N2 = CO2 = 2H2O + N2 +Q (1) Здесь метан (СН4) – топливо, кислород (О2) – окислитель, углекислый газ (СО2) и вода (Н2О) – продукты реакции, азот (N2) – инертный разбавитель.

Необходимо учитывать наличие инертных разбавителей в реагирующей смеси. Таким образом, предполагается, что реагирующая смесь является пятикомпонентной при горении метана.

С учетом сделанных предположений и допущений, математически данная задача описывается следующими уравнениями.

уравнение неразрывности:

ru r 0 (2) x r уравнение движения:

u u p 1 u *g x u reff (3) x r x r r r уравнение энергии:

T T 1 T up c p reff Qw1 (4) x r r r r уравнения переноса концентраций компонент смеси:

i 1 u i rDeff i w1, i = 1,2,3,4,5. (5) x r r r r Здесь Q – тепловой эффект реакции, определенный на единицу массы топлива;

i – номер компоненты смеси, wi - скорости химических реакций, eff, eff, Deff – соответственно эффективные коэффициенты вязкости, теплопроводности и диффузии:

eff = + t, eff = +t, Deff = D +Dt, где,, D – динамическая вязкость, теплопроводность и коэффициент диффузии, а t, t, Dt – соответствующие турбулентные величины. При ламинарном течении t, t, Dt равны нулю. Обычно вместо используют коэффициент температуропроводности а, который имеет ту же размерность, что =/ и D.

В уравнении (5) имеется два источниковых члена:

p а) градиент давления, который отличен от нуля во внутренних течениях (камера x сгорания) и равен нулю во внешних течениях;

б) подъемная сила (-*)gх, возникающая вследствие разности плотностей.

В соответствии с законом сохранения вещества справедливо следующее равенство:

ci (6) i Граничные условия для этой системы уравнений задаются следующим образом:

При х=0 (на выходе из сопла) задаются начальные значения всех искомых функций:

ci i с01 ;

H 0 c pT0 Qc ~ 0rr0: u=u0;

c1=c01;

На оси струи задаются условия симметрии:

~ u H c1 ci x 0, r=0:

r r r r На свободной границе значения функций стремятся к их значениям в окружающей среде (покоящийся воздух):

HH=cpT, c10, ci ci ~ x 0, r: u0, Представленная в система уравнений является корректной для ламинарных течений, и незамкнутой – для турбулентных течений, т.к. при турбулентном режиме эффективные коэффициенты переноса eff, aeff, Deff являются неизвестными функциями. Согласно аналогии Рейнольдса [1], можно использовать следующие соотношения:

eff eff aeff, Deff, (7) Preff Sceff где Preff, Sceff – эффективные числа Прандтля и Шмидта соответственно, которые задаются постоянными. Тогда в соответствии с (10) достаточно использовать модель турбулентности только для определения eff.

В настоящей работе используется трехпараметрическая k-- T 2 модель турбулентности второго порядка с алгебраическими соотношениями для напряжений Рейнольдса, в которой связь пульсационных характеристик течения с осредненными параметрами содержится в дифференциальных уравнениях и алгебраических соотношениях.

В работе [1] рассматриваются уравнения баланса кинетической энергии турбулентности и ее диссипации, полученные из законов сохранения импульса и кинетической энергии. При таком подходе отпадает необходимость введения дополнительных гипотез относительно воздействия на турбулентные напряжения, как, например, в однопараметрических моделях первого порядка.

Стандартная k- модель турбулентности является достаточно простой и наиболее проверенной. Различными авторами [2 - 4 др.] был успешно рассчитан с помощью этой, ставшей стандартной, модели класс нереагирующих течений с естественной и вынужденной конвекций. k- модель относится к двухпараметрическим моделям, в которых используются дифференциальные уравнения в частных производных для масштаба турбулентной составляющей скорости и линейного масштаба турбулентного течения. В k- модели турбулентности в качестве такого линейного масштаба принимается скорость вязкой диссипации турбулентной энергии.

По трехпараметрической k-- T 2 модели величины k и находятся из транспортных уравнений, записанных в приближении стационарного двумерного пограничного слоя:

k 1 r t k k u r t r C k f, u (8) x r r y k 1 r t u 2 C 1 t C 2 C 3 f u (9) r x r r r k r k k Здесь f g k T 2, а средний квадрат пульсаций температуры определяется из соответствующего уравнения переноса [5]:

T 2 1 t T T 2 c T c T 2 r u (10) r r T r Tt T x r r k 1 Эмпирические константы С, Сk, С1, С2, С3, СТ1, СТ2, k,, Т, использующиеся в этой модели, взяты из [6].

Было исследовано влияние начальной концентрации топлива на форму факела, скорость и температуру ламинарной и турбулентной реагирующих струй с одинаковыми исходными данными.

Получено численное решение задачи при трех значениях начальной концентрации топлива:

Сfu0=0,04 соответствует недостатку топлива;

Сfu0=0,058 соответствует стехиометрическому соотношению;

Сfu0=0,075 соответствует избытку топлива.

Результаты вычислительных экспериментов представлены на рисунках 1-2.

На рисунках 1-2 приведено изменение координаты фронта пламени в зависимости от продольной координаты х. Положение фронта пламени определялось по максимальной температуре. Из этих рисунков следует, что с увеличением начальной концентрации топлива факел становится шире и длиннее, как при ламинарном, так и при турбулентном течении.

Недостаток топлива сильнее сказывается при ламинарном течении: при С fu0=0,04 длина ламинарного факела почти такая же, как и турбулентного факела. Для других значений начальной концентрации длина ламинарного факела длиннее турбулентного более чем в два раза.

На рисунках 3-4 приведено изменение температуры во фронте пламени при различных начальных концентрациях топлива. Из этих рисунков следует, что температура горения и для ламинарного, и для турбулентного режимов горения остается примерно постоянной на всем протяжении факела, а увеличение начальной концентрации приводит к небольшому увеличению температуры горения. После окончания горения температура начинает довольно резко падать и вне зависимости от начальной концентрации топлива стремится к одному и тому же значению, это особенно хорошо видно на рисунке 4.

0, 0, 0, 0, у*10-3,м 0, 0, 0, 0, 0, 0 0,1 0,2 0,3 0, х,м с=0,058 с=0,75 с=0, Рисунок 1 – Влияние начальной концентрации топлива на форму ламинарного факела 0, 0, 0, у*10-3,м 0, 0, 0, 0, 0, 0 0,05 0,1 0,15 0, х,м с=0,058 с=0,75 с=0, Рисунок 2 - Влияние начальной концентрации топлива на форму турбулентного факела 2 1 1 1 1 Т,К 1 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0, х,м c=0,058 c=0,04 c=0, Рисунок 3 – Влияние начальной концентрации топлива на температуру горения в ламинарной струе 1 1 1 1 Т,К 0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 1,2 1, х,м с=0,058 с=0,04 с=0,75 с(инерт)=0, Рисунок 4 - Влияние начальной концентрации топлива на температуру горения в турбулентной струе Литература 1 Аскарова А.С. Конвективный тепломассопереноса в капельных и нелинейновязких жидкостях. - Алматы, 2000. – 134 с.

Lemos M.J. Turbulence modeling in combined сonvection in mercury pipe flow // J.Heat and Mass Transf.-1985.-V.28. №6.- Р.1067-1088.

3 Kitamura K., Hitata M. Turbulent heat and momentum transfer for electrically conolucting fluid flowing in two-dimensional channel under in a tranwerse magnetic field. 6-th. Int.

Transfer Conf. Toronbo. 1978. V.3. - P.159-164.

Плам, Кеннеди. Применение k- модели турбулентности к исследованию свободной конвекции от вертикальной изотермической поверхности. –Теплопередача. 1977.

Т.99. - №1. - С.83-91.

5 Launder B.E, Spalding D.B. The numerical computation of turbulent flows Comp.

Maths //Appl. Mech. Eng.:

- 1974. - №3. Р. 269-289.

Методы расчета турбулентных течений. /Пер. с англ.;

Под ред. Колльмана В.- М.:

Мир, 1984. – 464 с.

ТУРБУЛЕНТТІК ЖНЕ ЛАМИНАРЛЫ АЫСТЫ ЖАНУЫНА ОТЫННЫ БАСТАПЫ КОНЦЕНТРАЦИЯСЫНЫ СЕРІ.С. Асарова, С.А. Блегенова озалыссыз оршаан ортадаы тередетіп енгізілген метан аысынны турбуленттік жне ламинарлы жануынын санды шешуі алынды.

INFLUENCE OF INITIAL CONCENTRATION OF FUEL ON BURNING OF LAMINAR AND TURBULENT JETS A.S. Askarova, S.A. Bolegenova The numerical decision of a problem on burning the laminar and turbulent flooded jets of metane in a motionless environment is received.

ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА ЗАРЯДКИ ПЫЛЕВОЙ ЧАСТИЦЫ В УСТАНОВКЕ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА ПОСТОЯННОГО ТОКА Р.Ж. Амангалиева Казахский национальный университет им. аль-Фараби, НИИЭТФ, г.Алматы Актюбинский государственный университет им. К.Жубанова, г.Актобе Приводятся результаты исследования радиального распределения заряда пылевой частицы и времени зарядки частицы. Полученные результаты позволяют сделать вывод, что в стратах имеются области, в которых заряд пылевых частиц растет с расстоянием от оси трубки. Показано, что характерное время зарядки частицы определяется главным образом потоками ионов на частицу.

Проблема зарядки пылевых частиц в плазме является одной из основных задач, требующих тщательного исследования, поскольку величина заряда несет в себе значительную информацию о системе и является одним из важных параметров пылевой плазмы.

В данной работе рассматривается положительный столб тлеющего разряда постоянного тока в аргоне. Аксиальное распределение электрического поля и функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) в оси трубки были определены с помощью самосогласованной кинетической модели [1]. Для нахождения радиального распределения электрического поля рассматривалось приближение амбиполярной диффузии [2].

Используя пространственное двумерное распределение ФРЭЭ и распределение электрических полей в стратифицированном разряде можно определить заряд пробных пылевых частиц в различных точках разрядной трубки. Для количественного определения заряда пробной частицы сферической формы с радиусом a~2,5 m была использована модель ограниченного орбитального движения Orbital Motion Limited (OML) [3]. Вначале находится потенциал на поверхности пылевой частицы, который определяется из условия равенства потоков электронов и ионов на поверхность частицы. Было получено радиальное распределение величины Ws(r,z) = –e0s(r,z), характеризующей потенциал на поверхности пробной частицы s(r,z), для разных значений аксиальной координаты z. А заряд пылевой частицы определяется выражением Zd = |s|a/e0 = 0.695·103Ws[эВ]·a[мкм], т.е. зависит от потенциала частицы и ее радиуса.

На рис.1 представлено радиальное распределение заряда частицы для различных положений в страте с анодной стороны, где реализуются устойчивые режимы левитации пылевых частиц (р=0,24 Торр, Е0=3,2 В/см).

z= z=7 cм z=9 cм Zd 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2, r, cм Рис.1. Радиальное распределение заряда пылевой частицы на различных участках страты:

z=0;

z=7 cм (минимум аксиального поля);

z=9 cм (максимум аксиального поля) Из рис.1 видно, что в стратах имеются области, в которых заряд пылевых частиц растет с расстоянием от оси трубки. Можно сделать вывод, что с увеличением расстояния от оси трубки, максимумы в распределениях потенциала частицы смещаются в сторону анода.

Такой же вывод можно сделать и для плотности электронов и температуры электронов. Это свидетельствует о том, что форма страт искривлена и обращена выпуклостью к катоду.

Радиальное распределение потенциала на поверхности частицы в различных сечениях трубки немонотонно. Связано это с немонотонностью радиального распределения температуры электронов.

Кинетика зарядки пылевых частиц определяется уравнением dZ d Ii Ie, (1) dt где I i, I e - потоки ионов и электронов и даются выражениями [3]:

I i (r, z ) cap, i (V ) f i ( r, z,V )Vd 3V, cap, e (u ) f 0 (r, z, u )udu, I e ( r, z ) 2 / me (2) e0 s где cap,e u, cap,i V - сечения захвата электронов и ионов пылевой частицей, fi(r,z,V) функция распределения ионов (сдвинутое распределение Максвелла) [4], f0(r,z,u) – изотропная часть неравновесной ФРЭЭ :

Сечения захвата электронов и ионов частицей равны:

2e s e cap, e (u ) a 2 1 0 s, (u e0 s );

cap, i (V) a 2 1 0 2, (3) u mi V где me(i) – масса электрона (иона), u = mev /2 – кинетическая энергия, v и V – скорости электронов и ионов, s – потенциал на поверхности частицы.

Характерное время зарядки можно оценить следующим образом:

t ch Z d / I 0, * (4) где I 0 I 0e I 0i поток электронов и ионов в стационарном состоянии.

Более содержательно ввести частоту зарядки ch как частоту релаксации малых возмущений заряда к стационарному значению, dI ch, (5) dZ d Z d где значение производной берется для стационарного заряда. Для максвелловских функций распределения электронов расчеты частоты приведены в [3].

Временная автокорреляционная функция флуктуаций заряда экспоненциально затухает по закону [3]:

Z d (t ) Z d (t ) Z d exp( ch t t ).

(6) Среднеквадратичная флуктуация заряда частицы пропорциональна ее среднему значению Zd Zd0, (7) а среднее значение флуктуаций заряда частицы равно нулю Z d (t ) 0. (8) Полный поток заряженных частиц на частицу в рамках теории OML равен 8Ti e2Zd ne e2Z d 1 df e ( ), I ( Z d ) a 2 ni (9) n M i aTi me a i e Zd a Единицей в первом члене выражения (9) можно с хорошей точностью пренебречь.

Тогда согласно (5) получаем e 2 f e ( ) ne dI 8 d.

a 2 ni ch a M T n m (10) dZ d e2Z d ii i e Zd a Таким образом, из (10) видно, что частота зарядки зависит от функции распределения электронов только в области энергий, больших «потенциала» поверхности частицы Ws=-es.

При Ws~5 eV и выше этот член дает очень малый вклад.

На рис. 2 приведен заряд частицы в зависимости от времени для одного значения приведенного поля (p = 1 Torr, E = 2 V/cm).

Рис. 2. Зависимость заряда частицы от времени. Пунктирная линия – функция распределения электронов по Максвеллу, пунктирная линия с точками – функция распределения электронов, соответствующая решению уравнения Больцмана [1].

Как видно из рисунка, конечный приобретаемый заряд частицы с учетом максвелловской функции распределения превышает конечный заряд частицы для функции распределения электронов из уравнения Больцмана.

На рис. 3 приведены зависимости характерных времен зарядки от приведенного электрического поля. Как видно из рисунка, характерные времена, рассчитанные по формуле (5) с учетом разности потоков ионов и электронов, меньше характерного времени зарядки, рассчитанного по формуле (4) примерно в 3 раза. Характерные времена, рассчитанные по формуле (5) слабо зависят от значения приведенного поля и слегка растут с увеличением последнего.

Полученный результат показывает, что характерное время зарядки частицы определяется главным образом потоками ионов на частицу. Электроны вносили существенный вклад на начальных временах зарядки, когда потенциал частицы еще был мал по абсолютной величине, и на частицу могли попадать электроны с малыми энергиями, которых в низкотемпературной плазме намного больше, чем электронов с большими энергиями из хвоста ФРЭЭ.

Рис. 3. Зависимость характерных времен зарядки от приведенного электрического поля.

Сплошная линия – время рассчитано по формуле (4), пунктирная линия –с использованием максвелловской функции распределения, пунктирная линия с точками – время рассчитано с учетом функции распределения из решения уравнения Больцмана [1].

Литература 1. Сухинин Г.И., Федосеев А. В. Самосогласованная кинетическая модель эффекта стратификации разрядов низкого давления в инертных газах // Теплофизика высоких температур. 2006. Т. 44. № 2. С. 165-173.

2. Sukhinin G.I., Fedoseev A.V., Ramazanov T.S., Dzhumagulova K.N., Amangaliyeva R.Zh. Dust particle charge distribution in a stratified glow discharge, J.Phys. D:

Appl. Phys. 2007. №40. P.1-5.

3. Фортов В.Е., Храпак А.Г., Храпак С.А., Молотков В.И., Петров О.Ф. Пылевая плазма// УФН. 2004. Т. 174. № 5. С. 495-542.

4. Рамазанов Т.С., Джумагулова К.Н., Амангалиева Р.Ж., Сухинин Г.И., Федосеев А.В. Радиальные и аксиальные распределения параметров пылевой плазмы в стратифицированном тлеющем разряде постоянного тока // Вестник КазНУ, Серия физическая. 2007. №1(23).С. 33-38.

ТРАТЫ ТОКТЫ СОЛЫН РАЗРЯД ОНДЫРЫСЫНДАЫ ТОЗА БЛШЕКТІ ЗАРЯДТАЛУ ПРОЦЕСІН ЗЕРТТЕУ Р.Ж. Аманалиева Тоза блшек зарядыны радиал таралуын жне зарядталу уаытын зерттеуіні нтижелері келтірілген. Алынан нтижелер страттарда ттікше осінен ашытаан сайын тоза блшектерді зарядыны сетіндігін білдіреді. Блшекті зарядталу уаыты негізінен блшекке келіп тскен иондар аынымен аныталатыны крсетілген.

INVESTIGATION OF DUSTY PARTICLE CHARGING PROCESS IN DC DISCHARGE SETUP R.Zh. Amangaliyeva The results of research of dusty particle charge's radial distribution and charging time are presented.

The data of this work allow concluding, that in stratum there are areas, where the charge of dusty particles grows with distance from an axis of tube. It is shown, that the characteristic of particle's charging time is mainly determined by fluxes of ions on a particle surface.

ВЫЧИСЛЕНИЕ СЕЧЕНИЯ ИОНИЗАЦИИ ЧАСТИЧНО ИОНИЗОВАННОЙ ВОДОРОДНОЙ ПЛАЗМЫ С УЧЕТОМ КОРРЕЛЯЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ Ж.А. Кудышев КазНУ им. аль – Фараби, г. Алматы В данной работе рассматривается сечение ионизации в частично ионизованной водородной плазме. Сечение ионизации вычисляется с помощью псевдопотенциала взаимодействия, учитывающего корреляционные эффекты. Анализ полученных результатов показывает, что учет корреляционных эффектов важен для адекватного описания элементарных процессов в плазме.

1 Введение Существуют различные подходы к рассмотрению процесса ионизации. Одним из подходов является классическое рассмотрение, предложенное Томсоном [1]. Она основана на модели, в которой при рассмотрении обмена энергией между ионизующим и атомным электроном, последний предполагается свободным. Процесс ионизации в такой модели рассматривается с помощью классических уравнений движения. Поперечное сечение, полученное на основе этой модели, дает хорошее описания зависимости сечения от энергии налетающего электрона. В отличие от модели Томсона, модель Гризинского [2] учитывает движение связанного электрона, с помощью полуэмпирической функции распределения.

Такой подход, качественно хорошо отображает зависимость сечения ионизации от энергии налетающего электрона. Следует отметить, что учет движения связанного электрона приводит к сдвигу максимума в область больших энергий и к более медленному спаду кривой зависимости с ростом энергии.

Известно, что поле заряда экранируется в плазме. Этот эффект приводит к потенциалу Дебая в полностью ионизованной плазме. В частично ионизованной плазме процесс ионизации проходит в присутствии нейтральной компоненты, поэтому очень важно учитывать влияния корреляционных эффектов на взаимодействие частиц плазмы. В работе [3] были получены потенциалы взаимодействия, которые учитывают корреляционные эффекты.

В данной работе, рассматриваются процессы ионизации в частично ионизованной плазме с низкой степенью ионизации. В таком случае, потенциал взаимодействия между электроном и атомом имеет вид:

e2 1 1 2( 1 n )e 2r exp[ 2( 2 n )r / aB ] exp[ ] Ven ( r ) (1) n aB r n2 r aB Следует отметить, что эта работа основана на классическом подходе, предложенном Томсоном. В отличие от модели Томсона, в которой дифференциальное сечение рассеяния вычисляется с помощью потенциала Кулона, в данной работе при вычислении дифференциального сечения используется потенциале (1), т.е. учитываются корреляционные эффекты.

2 Вычисление дифференциального сечения рассеяния.

Дифференциальное сечение рассеяния вычисляется с помощью квантомеханического метода. Следует отметить, что квантомеханический метод и классический эквивалентны друг к другу.

Рассеяние частиц при столкновении можно рассматривать как квантовый переход в состояниях непрерывного спектра из начального состояния, соответствующего свободному движению с импульсом p a hk a, в конечное состояние с импульсом p b hk b под влиянием оператора возмущения V (r), определяющего энергию взаимодействия сталкивающихся частиц. Тогда волновые функции налетающего электрона до и после рассеяния:

a exp(ik a r ) (2.1) b exp(ik b r ) (2.2) В соответствии с квантовой теорией рассеяния, дифференциальное сечение рассеяния вычисляется по формуле:

d b V (r ) a d (2.3) 2h где b V (r) a V (r )e iqr d 3 r V (q) (2.4) здесь q k b k a.

При упругом рассеянии:

k b k a k и q 2 k Sin[ ] (2.5) В результате подстановки (2.1), (2.2) в (2.3) и при учете (2.5), получаем дифференциальное сечение рассеяния:

2(1 n ) 4 1 1 d 2 a 1 d (2.6) (2(2 n ) a B q ) (4 a B q ) (4 a B q ) n n B 22 здесь q 2 k Sin[ ] ;

d d d d d d 3 3 2.5 2.5 2 2 1.5 1.5 1 1 5 5 E 0 eV E 0 eV 2000 4000 6000 8000 2000 4000 6000 8000 d d d d d d 17 3 3 2.5 10 2.5 2 2 1.5 1.5 1 1 5 5 E 0 eV E0 eV 2000 4000 6000 8000 2000 4000 6000 8000 Рис. 1. Зависимость дифференциального сечения от энергии налетающего электрона при различных углах рассеяния.

На рисунке 1 показаны зависимости дифференциального сечения от энергии налетающего электрона при различных углах рассеяния. Сечение (2.6) было сравнена с аналогичными результатами других авторов.

3 Вычисление сечения ионизации Для расчета сечения ионизации необходимо проинтегрировать дифференциальное сечение упругого рассеяния по телесному углу, но с учетом закона сохранения энергии [1].

Связь между передаваемой энергией и углом рассеяния определяется следующим выражением:

Ek (1 Cos[ ]) Ek Ek Sin2 [ ] (3.1) 2 Минимальная энергия соответствует:

min Ek Ei Ei Ek Sin2 [ ] (3.2) Ei min 2 ArcSin[ ] Ek Тогда сечение ионизации:

i 2 d Sin[ ] d (3.3) min здесь d - дифференциальное сечение упругого рассеяния, в нашем случае имеет вид (2.6), E min 2 ArcSin[ i ].

Ek Следует отметить, что в данной работе, сечение ионизации было получено численно.

На рисунке 2 приведена зависимость сечения ионизации от энергии налетающего электрона.

Для сравнения на рисунке 3 показаны сечения ионизации модели Томсона, полуэмпирической модели Гризинского и данной работы.

Рис. 3. График сравнения сечений ионизации Рис.2. Зависимость сечения ионизации от классической модели Томсона, энергии налетающего электрона полуэмпирической модели Гризинского и классического сечение данной работы 4 Заключение Известно, что классическая модель является наиболее простой и грубой моделью при рассмотрении ионизации атома электронным ударом. Полученный на ее основе результат дает правильную качественную картину для зависимости сечения ионизации от энергии налетающего электрона, но такие параметры ее, как положения максимума сечения и его величина, плохо соответствуют экспериментальным данным[1, 4]. Отметим, что полученные нами результаты по сравнению с результатами других авторов, использующих различные модели взаимодействия электрона с атомом, лучше согласуются с экспериментальными данными.

Литература 1. В.Е. Голант, А.П. Жилинский, С.А. Сахаров Основы физики плазмы// Атомиздат – 1977. стр. 47 – 64.

2. Б.М. Смирнов Атомные столкновения и элементарные процессы в плазме // Атомиздат – 1968. стр. 157 – 178.

3. Baimbetov F.B., Arkhipov Yu.V., Davletov A.E. Thermodynamics of partially ionized hydrogen plasmas: Pseudopotential approach in chemical models // Phys. Plasma 2005, v.5, p. 315 321.

4. Н. Мотт, Г. Месси Теория атомных столкновений // Издательство «МИР». – 1969.

стр. 432 – 471.

5. А.С. Давыдов Квантовая механика // Издательство «Наука». – 1973. стр. 536 – 550.

КОРРЕЛЯЦИЯЛЫ ЭФФЕКТІЛЕРДІ ЕСКЕРЕ ОТЫРЫП ЖАРТЫЛАЙ ИОНДАЛАН СУТЕГІ ПЛАЗМАСЫНДАЫ ИОНДАНУ ИМАСЫН ЕСЕПТЕУ Ж.А. Кудышев Бл жмыста жартылай иондалан сутегі плазмасындаы иондану имасы арастырылан.

Иондану имасы корреляциялы эффектілерді ескеретін псевдопотенциалды кмегімен есептелген.

Алынан нтижелер плазмадаы элементар процестерді дрыс арастыру шін корреляциялы эффектілер маызды екенін крсетті.

IONIZATION CROSS SECTION CALCULATION OF PARTIALLY IONIZED HYDROGEN PLASMA WITH ACCOUNT OF CORRELATION EFFECTS Zh.A. Kudyshev In represented work the electron impact ionization cross section is considered. The electron impact ionization cross section is calculated, based on pseudopotential model of interaction between partially ionized hydrogen plasma particles, which accounts correlation effects. Analysis of obtained results shows, that it is very important to account correlation effects, when the elementary processes are considered.

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКОЙ СИЛЫ И СИЛЫ ИОННОГО УВЛЕЧЕНИЯ, ДЕЙСТВУЮЩИХ НА ПЫЛЕВУЮ ЧАСТИЦУ В ГАЗОРАЗРЯДНОЙ ПЫЛЕВОЙ ПЛАЗМЕ Р.Ж. Амангалиева Актюбинский государственный университет им. К.Жубанова, г.Актобе Казахский национальный университет им. аль-Фараби, НИИЭТФ, г.Алматы В работе приводятся результаты расчетов параметров пылевой плазмы стратифицированного разряда. Исследованы аксиальное и радиальное распределения электростатической силы, действующей на пылевую частицу. Был получен оценочный результат силы ионного увлечения.

Пылевая плазма – это ионизованный газ, содержащий мелкодисперсные пылевые частицы. Она является предметом изучения в течение многих лет. В связи с перспективами различных технических приложениях, таких, как плазменные технологии, управляемый термоядерный синтез, процессы горения, физика атмосферы и т.д., пылевая плазма является бурно развивающейся областью исследований [1].

Пылевая плазма - система, представляющая собой открытую нелинейную диссипативную структуру, в которой возможно образование пылевых упорядоченных структур. До сих пор остаются неясными механизмы формирования трехмерных плазменно пылевых структур в стратах разряда постоянного тока, на формирование которых помимо взаимодействия частиц огромное влияние оказывают внешние условия: распределения параметров плазмы в стратах, различные разрядные неустойчивости.

В положительном столбе разряда низкого давления потеря энергии электронов в упругих столкновениях мала, и функция распределения электронов формируется под действием электрического поля и неупругих столкновений, что может приводить к появлению страт. Концентрация электронов, их распределение по энергиям, а также электрическое поле сильно неоднородны по длине страты.

В данной работе рассматриваются параметры пылевой плазмы тлеющего разряда постоянного тока в газоразрядной трубке и силы, действующие на пылинку. С помощью самосогласованной кинетической модели [2], в которой решается одновременно уравнение Больцмана для функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ), уравнение непрерывности для распределения ионов и уравнение Пуассона для электрического поля, были получены аксиальные распределения параметров пылевой плазмы. Радиальные распределения электрического поля и остальных параметров находились в приближении амбиполярной диффузии [3]. Ниже на рис.1 представлены полученные радиальные и аксиальные распределения плотности и температуры электронов при давлении аргона p = 0, Торр и среднем электрическом поле E0 = 2 В/cм в стратифицированном разряде постоянного тока.

Рис.1. Радиальные и аксиальные распределения плотности и температуры электронов Основные силы, действующие на частицу, делятся на силы не связанные с наличием у нее электрического заряда (гравитационная сила, сила торможения нейтралами), и на силы, связанные с наличием у частицы электрического заряда (электрическая сила и сила увлечения ионами). Далее рассмотрим электрическую силу и силу ионного увлечения.

Электростатическая сила. На заряженную проводящую частицу при наличии в плазме электрического поля напряженности E действует сила [1] Fe Z d eE 1 a / D 1 a / D /3, (1) где Z d -зарядовое число пылевой частицы (заряд, выр,аженный в единицах элементарного заряда). Заряд пылевых частиц находится с помощью модели ограниченного орбитального движения электронов (orbit motion limited (OML) theory). Потенциал на поверхности пылевой частицы и ее заряд определяются из условия равенства потоков электронов и ионов на поверхность частицы [4].

Можно ввести эффективную величину поля Eeff E 1 a / D 1 a / D / 3, так что Fe Z d eEeff.Для пылевой плазмы характерны условия, при которых a D, так что электрическая сила дается выражением Fe Zd eE.

6,00E- 7,00E- 5,00E- 6,00E- 5,00E- 4,00E- F*1Е-5, Н 4,00E- F*1Е-5, Н 3,00E- 3,00E- 2,00E- 2,00E- 1,00E- 1,00E- 0,00E+ 0,00E+ 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 r/R z,cм Рис.


2. Аксиальное и радиальное распределения электростатической силы, действующей на пылевую частицу Сила ионного увлечения. При наличии средней относительной скорости между ионами (электронами) и пылевой частицей возникает сила, связанная с передачей импульса от плазменных частиц пылевой. В силу большей массы ионов (по сравнению с массой электронов) эффект, связанный с ними, как правило, преобладает. Относительное движение ионов и пылевых частиц может быть связано как с наличием внешнего электрического поля, так и с (тепловым) движением пылевых частиц относительно покоящегося газа в среднем ионов. Рассматриваемую силу принято называть силой ионного увлечения. Она связана с двумя процессами: передачей импульса при неупругих столкновениях (поглощение ионов пылевой частицей) и передачей импульса в упругих столкновениях (рассеяние ионов в электрическом поле частицы). В общем случае сила ионного увлечения может быть записана в виде [1]:

FI mi ni vf i v itr v vdv, (2) где mi -масса ионов, n i -концентрация ионов, f i v - функция распределения ионов по скоростям, а itr (v ) - транспортное сечение (сечение передачи импульса) для столкновений ионов с пылевой частицей. В качестве функции распределения ионов по скоростям в слабоанизотропной плазме в большинстве случаев следует использовать сдвинутое максвелловское распределение. Тогда силу ионного увлечения можно записать в следующем виде:

i ( v 2 Vi 2 ) m Viv m Viv kTi m m Viv ch i sh i, (3) dvv ( v) exp Fi 2mi ni 2 kTi 2 tr i kT kT 2mi Vi 0 i i kTi где Vi -дрейфовая скорость ионов.В теоретических работах зависимость сечения от скорости удобно выразить через безразмерный параметр рассеяния Z e d2. (4) mi v d Стандартная теория кулоновских столкновений заряженных частиц в плазме, использующая кулоновский потенциал взаимодействия и обрезание на прицельных параметрах больших длины экранирования, дает следующее выражение для транспортного сечения [1]:

i tr C C1 2 ln(1 2 ), (5) d 2 где C1 3,748, С 2 15,33. На рис.3. представлено аксиальное распределение силы ионного увлечения при давлении аргона p = 0,5 Торр и среднем электрическом поле E0 = 2 В/cм в газоразрядной трубке.

6,50E- 6,30E- 6,10E- 5,90E- 5,70E- Fi*1E-5,H 5,50E-10 Ряд 5,30E- 5,10E- 4,90E- 4,70E- 4,50E- 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 z,см Рис.3. Сила ионного увлечения Ионное увлечение существенно влияет (или даже определяет) на расположение и конфигурацию пылевых структур в лабораторных плазменных установках, ответственно за вращение пылевых структур (кластеров) в присутствии магнитного поля, влияет на дисперсию низкочастотных волн в пылевой плазме, инициирует образование войда (от англ.

void- полость) – пространства, свободного от пылевых частиц в центральной области ВЧ разряда в экспериментах в условиях микрогравитации, определяет коэффициенты диффузии и трения невзаимодействующих броуновских частиц в сильно-ионизованной пылевой плазме. Все это указывает на то, что оценки величины этой силы и ее зависимости от параметров пылевой плазмы достаточно важны.

Литература 5. Фортов В.Е., Храпак А.Г., Храпак С.А., Молотков В.И., Петров О.Ф. Пылевая плазма // УФН. 2004. - Т. 174, - № 5. –С. 495-542.

6. Сухинин Г.И., Федосеев А.В. Самосогласованная кинетическая модель эффекта стратификации разрядов низкого давления в инертных газах // Теплофизика высоких температур. 2006. – Т. 44, - № 2. –С. 165-173.

7. Sukhinin G.I., Fedoseev A.V., Ramazanov T.S., Dzhumagulova K.N., Amangaliyeva R.Zh. Dust particle charging in DC glow discharge plasma // XXVIII ICPIG, Prague. 2007. –Р. 2215-2218.

8. Рамазанов Т.С., Джумагулова К.Н., Амангалиева Р.Ж., Сухинин Г.И., Федосеев А.В.

Радиальные и аксиальные распределения параметров пылевой плазмы в стратифицированном тлеющем разряде постоянного тока // Вестник КазНУ, Серия физическая. 2007. - №1(23). –С. 33-38.

ГАЗРАЗРЯДТЫ ТОЗАДЫ ПЛАЗМАДАЫ ТОЗА БЛШЕККЕ СЕР ЕТЕТІН ЭЛЕКТРОСТАТИКАЛЫ ЖНЕ ИОНДЫ ТАРТЫШ КШТЕРДІ АНЫТАУ Р.Ж. Аманалиева Стратталан разрядтаы тозады плазма параметрлеріні санды нтижелері келтірілген. Тоза блшекке сер ететін электростатикалы кшті аксиал жне радиал таралулары аныталды. Ионды тартыш кшті жуытама нтижесі алынды.

DETERMINATION OF ELECTRIC AND ION DRAG FORCES ACTING ON A DUST PARTICLE IN GAS DISCHARGE DUSTY PLASMA R.Zh. Amangaliyeva In present work the calculated results of dusty plasma parameters in stratified discharge are presented.

The axial and radial distributions of electric force acting on a dust particle are investigated. The estimated result of ion drag force was received.

УДК 533.9.004.14;

621.039. СТРУКТУРНЫЕ ОСОБЕННОСТИ НИЗКОУГЛЕРОДИСТОЙ СТАЛИ ПРИ МОДИФИКАЦИИ ЕЕ ПОВЕРХНОСТИ ИМПУЛЬСНОЙ ПЛАЗМОЙ Б.М. Ибраев, А.М. Жукешов, А.Т. Габдуллина КазНУ имени аль-Фараби, НИИЭТФ, г. Алматы Методами электронной микроскопии и рентгеноструктурного анализа была исследована микроструктура поверхности низкоуглеродистой стали после воздействия импульсных плазменных потоков.

В настоящей работе представлены результаты исследований импульсного плазменного воздействия на поверхность конструкционных материалов, в частности, структурных изменений. Данные получены при обработке низкоуглеродистой стали на коаксиальном плазменном ускорителе КПУ-30 в режиме сплошного наполнения воздухом рабочей камеры ускорителя. Обработка в данном режиме характеризуется однородностью распределения энергии плазменного потока по поверхности образца-мишени. Особенности работы ускорителя в этом режиме описаны в работах [1, 2]. Эксперименты проводили при вариации основных параметров импульсного воздействия: плотности энергии плазменного потока Q, остаточного давления воздуха в камере P и количества импульсов воздействия n. Следует отметить, что в данном режиме плотность энергии Q, налетающего на мишень плазменного сгустка зависит от давления следующим образом, представленным на рисунке 1.

Q, Дж/см 0 10 20 U, кВ P=0,5 мм.рт.ст. P=0,1 мм.рт.ст. P=0,04 мм.рт.ст.

Рис.1 – Изменение Q при различных значениях остаточного давления воздуха в камере ускорителя КПУ- В работе сделан сравнительный анализ экспериментальных данных обработки исследуемого материала в энергетическом диапазоне Q=5-50 Дж/см2 при давлениях Р=0,5;

0,1 и 0,04 мм.рт.ст. одним и несколькими импульсами. Для анализа структуры поверхности стальных образцов после воздействия импульсных плазменных потоков (ИПП) были применены широко известные методы: растровой электронной микроскопии (РЭМ) и рентгеноструктурного анализа. Кроме того, для выявления микроструктуры обработанные образцы были подвержены электролитическому и химическому травлению.

Из результатов рентгеноструктурного анализа на дифрактометре D8 ADVANCE фирмы BRUKER с использованием медного излучения с монохроматором на дифрагированном пучке следует, что в образцах низкоуглеродистой стали после обработки при давлении Р=0,04 мм.рт.ст. в модифицированном слое формируется двухфазный раствор, состоящий из твердого раствора -Fe (основной фазы исходного состояния) и -Fe. Появление -Fe говорит о нагреве поверхности стали до температур, при которых возможен частичный переход железа (феррита) в аустенитную фазу (-Fe). При этом обнаружена активизация процесса аустенизации с увеличением Q и n (рисунки 2,3).

140 120 аустенит феррит феррит аустенит L, нм L, нм 0 0 20 40 0 10 20 30 Q, Дж/см n Рис. 2 - Изменение размеров кристаллитов феррита и аустенита в образцах углеродистой стали при импульсной плазменной обработке Полученные результаты хорошо согласуются с данными, полученными на РЭМ.

Изменение размера зерна четко прослеживается на фотографиях микроструктуры поверхности после травления на зерно (рисунки 3-4) и может быть обусловлено растворением крупных зерен и увеличением дисперсности структуры с ростом Q (рисунок 3). Размельчение зерна связано с поверхностным упрочнением сталей [3].

а б в Рис. 3 – Структура поверхности стальных образцов №3 (Q=16 Дж/см2), 4 (Q=21, Дж/см2), 5 (Q=32 Дж/см2) после обработки плазмой воздуха при Р=0,04 мм.рт.ст., n= (увеличение 2000 раз) а б в г д ж а, в, д – структура поверхности при увеличении в 400 раз, б, г, ж – увеличение в 2000 раз Рис. 4 – Формирование двухфазного раствора при плазменной обработке (Р=0,5 мм.рт.ст., n=1, образцы №1 (Q=5 Дж/см2), 2 (Q=7,5 Дж/см2), 4 (Q=14 Дж/см2) соответственно) Стадии формирования двухфазного раствора отчетливо видны на рисунке 4. Как видно из рисунка, двухфазный раствор образуется в виде выделений по границам зерен уже при небольших Q (образец №1) и с увеличением плотности энергии плазменного потока проходит ряд последовательных стадий (образцы №2, 4). Активизация процесса аустенизации достигает максимальных размеров при многократном воздействии плазмы в заданном режиме (рисунок 5).

а б в а – при увеличении 400, б, в - Рис. 5 – Микростуктура низкоуглеродистой стали после многократного воздействия плазмы Аустенизации способствует высокоскоростной нагрев поверхности материала, который имеет место при электронной обработке. В результате большое количество карбидов исходного материала растворяется и трансформируется в аустенит с высоким содержанием углерода [4]. Данные стехиометрического состава исследуемой стали на рентгеноспектральном микроанализаторе JSXE-733 хорошо согласуются с полученными результатами (таблица).

Таблица – Изменения в элементном составе низкоуглеродистой стали после воздействия плазмы воздуха № образца C, О, Al, Si, Ti, Ca, Cr, Mn, Fe, % Cu, Ni, % % % % % % % % % % исходный 0,2 - 0,42 - - 0,13 0,37 98,51 0,34 0,22 4 (n=1, 0,5 0,2 0,09 0,27 - 0,10 - 0,12 72,31 0,17 - 26, мм.рт.ст.) 9 (n=1, 0,04 0,22 - 0,41 - 0,14 0,48 98,49 0,47 - мм.рт.ст.) 1 (P=0,1 5,99 - 0,36 - - 0,16 0,48 92,38 0,63 - мм.рт.ст., n=5) 2 (P=0,1 6,4 0,42 0,27 0,1 - 0,14 0,54 91,3 0,72 - мм.рт.ст., n=10) 4 (P=0,1 7,89 - 0,3 0,18 - 0,16 0,38 88,74 2,13 0,21 мм.рт.ст., n=30) Результаты рентгеноспектрального анализа показывают, что многократная обработка импульсами плазмы приводит к трансформации низкоуглеродистой стали (0,25 % С) в высокоуглеродистую аустенитную (0,6 % C) при пятикратном воздействии (таблица).


Высокое содержание углерода в железе обеспечивает протекание эвтектического превращения, при котором может быть достигнута высокая степень диспергирования структуры стали. Кроме того, при многократной плазменной обработке обнаружено формирование мартенситной фазы (5-10 импульсов) в небольшом количестве, что также характерно и для процесса аустенизации поверхности материала в результате электронно лучевого воздействия, когда аустенизированные слои трансформируются в мартенсит за счет диффузии тепла внутрь матрицы материала. Формирование мартенсита возможно при очень высоких скоростях охлаждения, даже если стали имеют очень низкую способность к закалке [5]. В этом случае аустенит располагается, как правило, по границам реек мартенсита [3].

При этом упрочняемая микроструктура получается мельче, чем при обычной термической обработке, в результате твердость и, как следствие, износостойкость возрастают. Увеличение количества импульсов n сопровождается дальнейшим уменьшением процентного содержания железа и соответственно увеличением углерода, что может быть обусловлено фазовыми преобразованиями, формированием аустенитно-мартенситной структуры за счет насыщения углеродом металлической матрицы. Такие фазовые превращения должны сопровождаться упрочнением поверхностного слоя [6].

Литература 1. Ibraev B.M.// Peculiarities of the generation of a plasmoid in a pulsed coaxial accelerator.

Journal of Engineering Thermophysics. -V.12. -No.2.-P.183- 2. Жукешов А.М. Особенности формирования плазменного потока в импульсном ускорителе //Вестник КазГУ. Серия физическая. – 2003.- №3(14).- С.102- 3. Федорова О.В., Николаенко В.В., Ляшенко В.Н., Васильев В.И. Повышение работоспособности режущего инструмента из быстрорежущей стали Р6М5 методом обработки ВТИП//Тезисы докладов 4-ой Всесоюзной конференции «Взаимодействие излучения, плазменных и электронных потоков с веществом. –Фрунзе. – 1990. – С.152-153.

4. R.G.Song, K. Zhang, G.N.Chen Electron beam surface treatment. Part I: surface hardening of AISI D3 tool steel.//Vacuum. Surface engineering, surface instrumentation and vacuum technology. -69. -2003. -P.513- 5. Taugir A., Zaigham H., Hashmi F.H., Khan A.Q. //J. Mater. Sci. -1997. -32. -Р. 6. Лященко В.Н., Николаенко В.В., Федорова О.В. (МАТИ им.К.Э.Циолковского (Москва), ФИАЭ им.И.В.Курчатова (Троицк)) Упрочнение отверстий в чугунном поршне методом обработки ВТИП //Тезисы докладов 4-ой Всесоюзной конференции «Взаимодействие излучения, плазменных и электронных потоков с веществом. –Фрунзе. – 1990. – С.140- ИМПУЛЬСТІК ПЛАЗМАНЫ БЕТІНІ ТРЛЕНУІНДЕГІ БОЛАТТЫ ТМЕНГІ КМІРТЕКТІ ЕРЕКШЕЛІГІНІ РЫЛЫМЫ Б.М. Ыбраев,.М. Жкешов, А.Т. абдуллина Электронды микроскопия жне рентген рылымды талдау дісі негізінде импульсті плазмалы аын серінен кейінгі тменгі кміртекті болат бетіні микро рылымы зерттелді.

STRUCTURAL PECULIARITIES OF LOWCARBONIZED STEEL AT MODIFICATION ITS SURFACE BY PULSED PLASMA B.M. Ibraev, A.M. Zhukeshov, A.T. Gabdullina By electronic microscopy and X-ray analyse methods the surface microstructure of lowcarbonized steel after influence of pulse plasma flows was investigated.

КИНЕТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ПЛАЗМЕ АЛЮМИНИЯ А.Ж. Акбар Казахский Национальный университет им. аль-Фараби, НИИЭТФ,г. Алматы Исследованы фазовые сдвиги и сечения рассеяния электрон-ионного и электрон-атомного взаимодействия в плотной квазиклассической плазме алюминия. Показано, что учет эффекта экранировки заряда на больших расстояниях и квантового эффекта дифракции во взаимодействии заряженных частиц приводит к уменьшению фазовых сдвигов и соответствующему снижению сечений рассеяния. Задача решалась квантово-механически с помощью уравнения Калоджеро.

Введение Исследование свойств металлической, в частности, алюминиевой плазмы, является актуальной проблемой на сегодняшний день. Большая практическая значимость алюминия как конструкционного материала в авиакосмической отрасли требует знания всех его химико-физических свойств и характеристик.

В данной работе представлены результаты исследования кинетических свойств плотной квазиклассической плазмы алюминия. Была рассмотрена как полностью, так и частично ионизованная плазма. Изучение столкновительных процессов необходимо для исследования транспортных характеристик плазмы.

Для описания состояния плазмы удобно пользоваться безразмерными параметрами:

Ze ak BT — параметр связи, показывающий во сколько раз значение потенциальной энергии взаимодействия частиц отличается от значения их кинетической энергии;

rS a a B — параметр плотности, определенный как отношение среднего межчастичного расстояния a 3 3 4ne к радиусу Бора a B 2 me 2.

Модели взаимодействия частиц Взаимодействие заряд-заряд В качестве модели взаимодействия заряженных частиц использовался псевдопотенциал [1]:

Ze e Ar e Br ei (r ), (1) 1 4 2 rD r r где 3mk BT — длина волны де Бройля частицы;

rD k B T 4ne e 2 — дебаевский радиус 1 1 4 2 rD 1 1 4 2 rD 2 экранирования заряда;

A и B.

2 2 2 Видно, что в потенциале (1) имеется некоторое ограничение на возможные значения и rD :

2 rD, (2) что приводит к следующим значениям температуры и плотности:

T 105 107 K и n 1021 1024 cm 3. (3) Особенностью данного потенциала является то, что в нем учитываются коллективные эффекты экранировки на больших расстояниях и квантовые эффекты дифракции на малых расстояниях.

Взаимодействие заряд-нейтрал В качестве модели взаимодействия заряд-нейтрал использовался следующий псевдопотенциал [2]:

e2 D 2r r ea (r ) exp( ) (1 )2, (4) 8 0 ( r r0 ) 2 rD rD где — дипольная поляризуемость, для атома алюминия 56, 28aB ;

r0 — «радиус»

атома.

Данный потенциал также учитывает коллективный эффект экранировки заряда на больших расстояниях и конечность размера атома.

Столкновительные процессы Фазовые сдвиги Для определения фазовых сдвигов l r решалось уравнение Калоджеро [3]:

ec r cos l r jl kr sin l r nl kr, l r d 1 2m (5) k dr l 0 0.

где ec r — соответствующий потенциал взаимодействия;

k — волновое число частицы;

jl kr и nl kr — регулярное и нерегулярное решения уравнения Шредингера.

На рисунках 1 и 2 представлены фазовые сдвиги в зависимости от расстояния для потенциалов (1) и (4):

3. l= Z= l(r) l(r) l= Z= 2. Z= l= 2. 0. Z= 1. l= 1.0 0. l= Z= 0. l= 1E- 0. 0 5 10 15 20 25 0 5 10 15 20 25 r, aB r, aB частицы kaB 0, 7.

Рис.1. Фазовые сдвиги рассеяния электрона l 0 на ионах алюминия различной кратности. Рис.2. Фазовые сдвиги рассеяния Потенциал взаимодействия (1). Параметры электрона на атоме алюминия. Потенциал системы: 0,7, rS 3 ;

волновое число взаимодействия (4). Параметры системы:

0,7, rS 3 ;

волновое число частицы 3. l(r) l= l= l(r) 3.0 l= l= l= l=2 2.5 l= l= l= l= 2.0 3 l= l= 1. 1. 0. 0. 0 2 4 6 8 10 0 2 4 6 8 k, aB k, aB kaB 0, 7.

Рис.3. Фазовые сдвиги рассеяния электрона на ионе алюминия Z 5 в зависимости от волнового вектора для потенциала (1).

Параметры системы: 0,7, rS 3.

Рис.4. Фазовые сдвиги рассеяния электрона на атоме алюминия в зависимости от волнового вектора. Параметры системы: 0,7, rS 3, 56, 28.

Из рисунка 1 видно, что при данном l интенсивность взаимодействия электрона с ионом усиливается при увеличении кратности ионизации. Во взаимодействии же электрона с атомом основной вклад в процесс рассеяния вносит s-волна.

На рисунках 3 и 4 представлены фазовые сдвиги рассеяния в зависимости от волнового вектора. Видно, что с увеличением энергии налетающей частицы интенсивность взаимодействия уменьшается. При этом порядки величин фазовых сдвигов, как для электрон-ионного, так и для электрон-атомного взаимодействия одинаковы.

Сечения рассеяния Парциальные сечения рассеяния вычислялись в квантово-механическом приближении:

QlP k l 1 sin 2 l. (6) k Полные сечения рассеяния определяются как сумма парциальных:

n Q F k QlP k. (7) l На следующих графиках представлены результаты по расчету полного сечения рассеяния. На рисунке 5 показаны графики полного и парциальных сечений рассеяния на основе модели (4). Для парциального сечения рассеяния при l 0 наблюдаются аномально резкий минимум, который указывает на эффект Рамзауэра. На рисунке 6 показаны полные сечения рассеяния для различных и rS. Локальные минимумы объясняются влиянием эффекта Рамзауэра, который наблюдается на парциальном сечении рассеяния s -волны. В работе [4] были исследованы элементарные процессы с участием нескольких элементов, в том числе, алюминия. В качестве модели был использован потенциал Томаса-Ферми.

Учитывалась электронная конфигурация атома в так называемом суперконфигурационном приближении. Были рассмотрены случаи с учетом вклада отдельных электронных оболочек и в т.н. приближении среднего атома. На рисунке 7 представлены графики полного сечения рассеяния на основе псевдопотенциала (4) и кривая, полученная в работе [4]. Видно, что имеется качественное совпадение результатов со схожим характерным поведением кривых.

Различие в величинах является следствием разных моделей: в работе [4] используется физическая модель плазмы, в представленной работе модель является химической.

1000 rS = 2;

= 0, rS = 3;

= 0, 100 rS = 5;

= 0, 10 rS = 5;

= 0, Q (k), aB Q (k), aB 0.1 FCS F l= 0. P l= l= 1E-3 l= l= 1E-4 l= 0.1 1 1E-5 k, aB 0.1 1 k, aB Рис.5. Парциальные и полное (FCS) Рис.6. Полные сечения рассеяния сечения рассеяния электрона на атоме электрон-атомного взаимодействия на алюминия. Параметры системы 0,7, основе модели (4) при различных параметрах и rS.

rS 3.

rs = 4.96;

= 0. Q (k), aB T = 25 eV;

= 0.7 g/cm F 1 2 3 k, aB Рис.7. Полное сечение упругого рассеяния электрона на атоме алюминия. Графики: 1 – псевдопотенциал (4), 2 — работа [4].

Заключение В данной работе были рассчитаны фазовые сдвиги, парциальные и полные сечения рассеяния на основе псевдопотенциальных моделей, учитывающих коллективный эффект экранировки и квантовый эффект дифракции во взаимодействии заряд-заряд. Сравнение с другими авторами показало качественное совпадение результатов.

Литература 1 T.S. Ramazanov, K.N. Dzhumagulova // Phys. Plasmas 9, 3758 (2002) 2 D. Kremp, G. Ropke and M. Schlanges, in book: Transport properties in dense plasmas, (1984).

3 В.В. Бабиков. Метод фазовых функций в квантовой механике. М.: «Наука», 1976.

4 J.-C. Pain, T. Blenski. Journal of Quantitative Spectroscopy and Radiative Transfer (2005) 355- АЛЮМИНИЙ ПЛАЗМАСЫНЫ КИНЕТИКАЛЫ ПРОЦЕСТЕРІ.Ж. Абар Тыыз квазиклассикалы алюминий плазмасындаы электрон-атом жне электрон-ион фазалы ыысуы жне шаылу имасы зерттелген. Зарядталан блшектерді серлесуінде алыс ара ашытыта экрандау эффектін жне квантты дифракция эффектін ескеру фазалы ыысудаы азаюна алып келеді, сол себептен шаылу имасы да азаяды. Есеп Калоджеро тедеуі кмегімен квантты- механикалы трде шыарылан.

KINETIC PROCESSES IN ALUMINUM PLASMA A.Zh. Akbar The phase shifts and the scattering cross section of electron-ion and electron-atom interaction in dense semi-classical aluminum plasma are investigated. Shown that the taking into account charge screening effect at the long distance and the quantum effects of diffraction in interaction between charge particles leads to reduction of the phase shifts and the scattering cross sections. The task has solved quantum-mechanically by Calogero equation.

ИЗУЧЕНИЕ ВЛИЯНИЯ СУММАРНОГО МАКРОСОСТАВА ПРИРОДНЫХ ВОД НА ВЕЛИЧИНУ АНАЛИТИЧЕСКИХ СИГНАЛОВ В ДВУХСТРУЙНОМ ПЛАЗМАТРОНЕ Г.Ж. Доржуева, К. Урманбетов, Р.А. Таштанов Институт физики НАН КР им. Ж. Жеенбаева г. Бишкек, Кыргызская Республика Исследовано влияние макросостава природных вод на интенсивности спектральных линий вдоль потока плазмы. Установлено, что содержание суммарных макроэлементов не оказывало заметного влияния на распределение интенсивности спектральных линий атомов и ионов микроэлементов, содержащихся в природной воде. Отмечено, что градуировочные графики для всех атомных и ионных линий определяемых элементов совпадали как в отсутствии, так и в присутствии матричных легкоионизируемых элементов.

Несмотря на некоторые аналитические работы по анализу природных вод, проводившиеся на двухструйном плазматроне [1,2], вопросы влияния макросостава анализируемых водных объектов на величину интенсивности спектральных линий элементов, а следовательно, и на результаты анализа еще недостаточно изучены. Только в работе [3] изучено влияние различных концентраций кальция, магния и натрия в отдельности и при совместном их присутствии на интегральную интенсивность некоторых микроэлементов в растворах с применением плазматрона. В данном случае отмечен эффект небольшого усиления интенсивности спектральных линий анализируемых элементов.

Степень усиления атомных и ионных линий одинаково и даже наблюдается незначительное усиление линий трудновозбудимых элементов. Механизм этих эффектов усиления линий сложен и еще не вполне ясен.

Наиболее существенным отличием реальных вод от чистых растворов является присутствие в их составе солей кальция, магния и натрия, калия, которые могут влиять на интенсивности линий определяемых элементов в струе плазмы. Более распространенными макрокомпонентами природных и питьевых вод являются соли Ca, Mg, Na и K. В речных водах они находятся в отношениях Ca: Mg: Na: K 13: 5,3: 3,3: 1[4].

Основной практической целью данной работы является изучение влияния суммарных макрокомпонентов в различных концентрациях на результаты анализа. Поэтому, прежде всего, выяснялось распределение интенсивности излучения атомных и ионных линий определяемых элементов по высоте плазменной струи и влияние на это распределение изменений концентрации суммарных макроэлементов. Изучение проведено при оптимальном режиме работы двухструйного плазматрона (I=100 А, Gр = 5 л/мин, Gтр =1. л/мин).

Экспериментальная часть Для изучения влияния суммарных концентраций макроэлементов на интенсивности спектральных линий микроэлементов приготовлены растворы, содержащие 200 мг/л:

- As, Zn, 100 мг/л:

- Cd, Co, 10 мг/л: – V, Mn, в зависимости от их чувствительности, а исходные растворы, содержащие – 1 мг/л элементов, которые готовили из точных навесок солей и окислов выше указанных элементов растворением в кислотах. Влияние суммарных концентрации изучено посредством изготовления исходных растворов с содержанием кальция, магния и натрия 10 г/л из солей указанных макроэлементов. Для изучения влияний, вызванных присутствием суммарных макроэлементов (Ca, Mg, Na), приготовлены различных концентраций макроэлементов, содержания каждой из которых соответствовали выше указанным содержаниям этих элементов, а микроэлементы во всех 6 концентрациях имели одинаковое концентрации.

Для возбуждения спектров микроэлементов в природной воде применена установка «Нур» с двухструйным плазматроном ДГП-50, работающая в оптимальном режиме (I=100 А, Gр =5 л/мин).

Анализируемую жидкость вводили между струями двухструйного плазматрона при помощи распылительной системы в виде мелкодисперсного аэрозоля. При этом существенным моментом является степень дисперсности получаемого аэрозоля. В распылительной системе использованы концентрический пневматический распылитель нашей конструкции [5], который дает мелкодисперсную аэрозоль диаметром частиц меньше 5 мкм и работает при расходе распылительного газа 1,4 л/мин, водных растворов 4,3 мл/мин.

Спектры фотографировались на фотопластинку ПФС-02 с чувствительностью 6 ед ГОСТа при ширине щели спектрографа ДФС-13 0,014 мм с решеткой 600 штрт/мм и с обратной линейной дисперсией в первом порядке 0,4 нм/мм. Время экспозиции - 30 сек.

Уменьшенное в 2 раза изображение исследуемой зоны струи плазмы проектировалось на щели спектрографа. Фотометрирование производили по длине спектральной линии от репера с определенным шагом и с учетом фона с помощью микроденситометра МД–100.

С целью выбора оптимально-компромиссной рабочей зоны в оптимальном режиме работы установки «Нур» изучались вертикальные профили излучения атомных и ионных линий элементов по всей высоте плазменной струи при распылении растворов, не содержащих и содержащих в различных концентрациях макроэлементы (Ca, Mg, Na).

Типичные осевые эмиссии аналитических линий исследуемых элементов в зависимости от содержании макрокомпонентов представлены на рис.1 для линии V II 292,4 нм и V I 318, нм. На рисунке начало отсчета по высоте плазменной струи соответствует максимальной величине фона при расходе плазмообразующего газа 5 л/мин. Такие же профили спектральных линий были получены для атомов и ионов остальных исследуемых элементов.

Компромиссный аналитический участок струи плазмы для атомных и ионных аналитических линий определяемых элементов выбрали на основании результатов о распределении интенсивности аналитических линий (рис.1) по высоте плазменной струи двухструйного плазматрона.

Рис. 1. Осевые эмиссии аналитических линий V II 292,4 нм (а) и V I 318,5 нм (б) при разных содержаниях макрокомпонентов, :

-0,0 г/л, -0,1 г/л, -1,8 г/л.

Оптимально-компромиссным для всех анализируемых элементов оказался участок струи плазмы высотой ~10 мм, нижняя граница которого находится на расстоянии 19 мм от среза сопла. В выбранных оптимальных участках проводился спектральный анализ проб природных вод с непрерывным введением воды в виде аэрозоли, между струями плазмы двухструйного плазматрона.

Синтетические стандартные растворы, содержащие нитраты определяемых элементов (Cd, Co, Cr, Cu, Mn, Mo, Ni, Pb, Sb, V, Zn), готовили последовательным разбавлением дистиллированной водой головного стандарта, содержащего каждый из названных элементов в концентрации 1г/л. Головной стандартный раствор готовили растворением соответствующих металлов и оксидов металлов марки О.С.Ч., х.ч., ч.д.а. в минимальном объеме в основном HNO3 марки х.ч. с последующим доведением до требуемого объема дистиллированной водой. Стандартные растворы, содержащие матричные элементы, готовили разбавлением головного стандарта, содержащего 3 г/л матричных элементов (Ca, Mg, Na). В стандартных рабочих растворах сравнения концентрация определяемых элементов составляла 100-0,03 мг/л в соответствии с чувствительностью данного элемента.

Градуировочные графики, полученные в установленных оптимально-компромиссных условиях для многоэлементного анализа на расстоянии 26 мм по высоте плазменной струи от среза сопла при распылении водных растворов, не содержащих и содержащих 3 г/л суммарных макроэлементов, (Сa, Mg, Na) представлены на рис.2.

lgI lgI 1,40 Zn 1, Cd Cu V 0, 1, 0, 0, -0,10 0, -0,60 -0, lgC lgC -1, -1, 0,00 0,50 1,00 1,50 2,00 2, -1,00 0,00 1,00 2, Рис. 2 Градуировочные графики, построенные с присутствием макросостава () и без макроосостава ().

Обсуждение результатов Изменение количественного содержания суммарных макроэлементов не оказывало заметного влияния (рис.1) на распределение интенсивности спектральных линий атомов и ионов микроэлементов, содержащихся в природной воде, вдоль потока плазмы. Такое наблюдаемое поведение атомных и ионных линий в присутствии легкоионизируемых элементов в двухструйном плазматроне замечено и в работе [3], а также отмечалось в плазменных струях одноканального плазматрона [6] и в индуктивно-связанной плазме [7].



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.