ТЕПЛОФИЗИКА ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР, 2004, том 42, № 3, с. 345-352
УДК 535.33
ВРАЩАТЕЛЬНАЯ ТЕМПЕРАТУРА В ВЫСОКОЭНТАЛЬПИЙНЫХ СТРУЯХ АЗОТНОЙ ПЛАЗМЫ АТМОСФЕРНОГО ДАВЛЕНИЯ
© 2004 г. А. А. Белевцев, А. М. Кукушкин, А. В. Федоров, В. Ф. Чиннов
Объединенный институт высоких температур РАН, Москва Поступила в редакцию 14.05.2003 г.
Методом сравнения измеренных и модельных спектров излучения полос (0-0) и (0-1) первой отрицательной системы иона N и полос нулевой секвенции (Лv = 0) "фиолетовой" системы СК найдены вращательные температуры Тг в различных сечениях высокоэнтальпийной струи азотной плазмы атмосферного давления. В дальней зоне релаксации струи определена также температура Т„ заселения низколежащих колебательных уровней состояния Б21+ молекулы СК Оценивается поступательная температура тяжелых частиц Тт. Найденные температуры Тг сопоставляются с осевыми значениями электронной температуры Те.
ВВЕДЕНИЕ
Высокоэнтальпийные струи азотной плазмы атмосферного давления привлекают в последнее время повышенное внимание в связи с решением многих фундаментальных и прикладных задач. Их использование открывает, в частности, уникальные возможности для проведения детальных исследований по спектроскопии одно- и двукратно ионизованного азота, а также для изучения кинетики азотной плазмы при высоких температурах, что нередко оказывается затруднительным или невозможным в иных экспериментальных условиях. С другой стороны, применение высокоэн-тальпийных потоков азотной плазмы лежит в основе целого ряда современных технологий, таких, например, как плазменная металлургия, промышленная плазмохимия, упрочнение и азотирование сталей, формирование наноструктур в приповерхностных слоях металлов и других.
Актуальное значение в связи со сказанным приобретает измерение параметров азотной плазмы при высоких температурах. Применительно к электронному компоненту такой плазмы этот вопрос подробно рассмотрен в [1-3]. Данная работа посвящена определению вращательной температуры в различных сечениях вы-сокоэнтальпийной струи азотной плазмы атмосферного давления.
Вращательная температура Тг оценивается по спектрам излучения электронно-колебательных полос (0-0) и (0-1) первой отрицательной системы
молекулярного иона N и по полосам "фиолетовой" системы молекулы СК в дальней зоне релаксации струи плазмы (в обоих случаях рассматривается электронный переход Б2Е+-Х2Е+). Спектры регистрируются поперек струи (хордовые изме-
рения) вдоль ее диаметра. Используются два подхода, основанные на моделировании вращательной структуры электронного перехода. В одном случае значение Тг находится из условия наилучшего совпадения измеренных и моделируемых спектров во всем рассматриваемом спектральном интервале. Другой метод заключается в сравнении интенсивностей отдельных вращательных линий и кантов вибронных полос, отношение которых является однозначной функцией Тг. При этом для достижения приемлемой точности необходимо, как правило, рассматривать линии с большими квантовыми вращательными числами (~80-100), поскольку значения Тг могут превышать (вблизи зоны энерговыделения) 10000 К. В азотной плазме такие линии попадают обычно в область переналожения нескольких вибронных полос, что требует, в частности, применения аппаратуры с высоким спектральным разрешением.
По спектрам излучения "фиолетовой" системы СК определена также температура Ту заселения низколежащих колебательных уровней молекул СК (Б2Е+) в дальней зоне релаксации плазменной струи. Найденные значения Тг сравниваются с осевыми значениями электронной температуры Те и используются для оценки поступательной температуры Тт тяжелых частиц.
Экспериментальная техника и измерительные методы. Высокоэнтальпийные потоки азотной плазмы атмосферного давления генерировались сильноточным (I = 150-500 А) электродуговым плазмотроном с расширяющимся каналом-анодом и вихревой стабилизацией плазмообразую-щим газом. Расход газа О менялся в пределах от 1 до 6 г/с; длина дуги составляла 20-30 мм. Плот-
ность вкладываемой электрической мощности достигала 50 кВт/см3.
Система спектральных измерений включает в себя две подсистемы [4]. Первая состоит из малогабаритного светосильного монохроматора МДР-41; блока управления, обеспечивающего сканирование с заданной скоростью и контроль за текущей длиной волны; фотоэлектронного умножителя ФЭУ-100; блока питания для ФЭУ; электронной платы, преобразующей протокол RS-232 в RPS; платы АЦП L-1250, вставленной в компьютер, и программного обеспечения. Рабочий диапазон длин волн ограничивается областью чувствительности фотокатода ФЭУ-100 и составляет 200-830 нм.
Вторая подсистема состоит из дифракционного спектрографа ДФС-452 и многоканального оптического анализатора спектров МОАС-2, который включает в себя две фотоголовки с фотодиодными ПЗС-линейками Toshiba TDS1250A и интерфейсную плату, вставленную в один из сериальных портов компьютера. В фотодиодных линейках содержится около 3700 светочувствительных элементов длиной 8 и высотой 200 мкм. Спектральная область чувствительности составляет 190-1000 нм. Спектрограф ДФС-452 позволяет работать во всей области чувствительности линеек. При работе с решеткой 600 штрихов на миллиметр обратная линейная дисперсия составляет 1.6 нм/мм или 0.013 нм на элемент линейки, при работе с решеткой 1200 штрихов на миллиметр - соответственно 0.8 нм/мм и 0.0065 нм. Одна из линеек расположена вдоль направления дисперсии спектрографа и служит для регистрации спектра, а другая - перпендикулярно; она служит для измерения распределения интенсивности по высоте щели (и, соответственно, поперек плазменного потока) на заданной длине волны.
Используемые системы спектральной регистрации обеспечивают надежную работу с контурами линий, ширина которых соизмерима или превышает 5апп = 0.025 нм. Спектральное разрешение обеих систем лучше 0.01 нм.
Моделирование ровибронных спектров N+.
При моделировании вращательной структуры полос (0-0) и (0-1) первой отрицательной системы
N+ учитывалось спиновое удвоение вращательных термов и, соответственно, отдельно рассматривались вклады ветвей Ръ P2 и И.ъ R2. В предположении равновесного распределения молекул по вращательным уровням, пренебрегая отличием частоты Vfj- перехода J —- J" (J - суммарный вращательный момент молекулы) от некоторого среднего по вибронной полосе значения (и), по известным соотношениям теории молекулярных
спектров [5, 6] для интегральной интенсивности Iff вращательной линии имеем
Ijj ' =
ft (и) gi 4п Qn
s aAnv Vjexp (-Friv( J') IkTr)
Qrot(n', v)
Nn v. (1)
Здесь gsI'а - статистические веса симметричного (я) и антисимметричного (а) вращательных термов; Qnuc - ядерная статистическая сумма; grí -статистический вес верхнего электронного состояния; А"",/ ' - коэффициент Эйнштейна электронно-колебательного перехода ПV —- п"/' (индекс п относится к электронному терму); - фактор Ханле-Лондона; Qrot(n', V') - вращательная статистическая сумма; Ип/' - концентрация колебательно-возбужденных молекул. В выражении для вращательной энергии в первом порядке по Т(Т + 1) учитывается отклонение от приближения жесткого ротатора для молекул с большими значениями /' [5]
Fnvi J) = Bnv J (J +1) - Dn
J2 (J + 1 )2.
(2)
Наличие абсолютных значений спектральных интенсивностей полос позволяет, используя соотношение (1), оценить как вращательную температуру Тг, так и заселенность колебательного уровня Мп/<. При нахождении величины Тг по распределению интенсивностей линий в одной вибронной полосе достаточно ограничиться упрощенным выражением
ijr = C
s, a gi
Qn
Jexp (-Fnv( J) / kTr),
(3)
определяя константу С путем нормировки модельного спектра на экспериментально определенное значение интенсивности канта полосы.
При моделировании ровибронных спектров задавались положения вращательных линий и их форма. Интенсивности линий рассчитывались с учетом (1) или (3). Регулярная вращательная
структура полос (0-0) и (0-1) N может, как известно, испытывать возмущение в результате взаимодействия состояния 52Х+ с высоколежащими колебательными уровнями терма А2П [5]. При этом интегральные интенсивности возмущенных вращательных линий уже не описываются соотношениями (1) или (3). Участки спектра, содержащие возмущенные вращательные линии и составляющие лишь очень незначительную часть спектральных интервалов полос (0-0) и (0-1), из рассмотрения исключались.
Основные результаты. Вращательная структура электронно-колебательных полос (0-0) и (0-1)
перехода В2Е+-Х2Е+ молекулярного иона N наиболее отчетливо проявляется в спектрах, регист-
n
полосы (0-0) первой отрицательной системы ; Z = 55 мм, I = 400 А, О = 1 г/с. Сплошные линии - измеренный спектр; штрихпунктир - модельный спектр. (а) - Тг = 6000 К, (б) - 7000 , (в) - 8000.
рируемых в дальней зоне релаксации плазменной струи. На рис. 1, 2 представлены спектры излучения полос (0-0) и (0-1), измеренные на расстоянии Z = 55 мм от катода, и соответствующие модельные спектры, рассчитанные с использованием (3) для различных значений вращательной температуры Тг. Положения вращательных линий и спектроскопические константы взяты в соответствии с данными [7, 8], которые представляются в настоящее время наиболее достоверными. Линии име-
ют гауссовский профиль с полушириной 0.025 нм, обусловленной аппаратной функцией. Факторы Ханле-Лондона рассчитывались согласно [5],
g /Qnuc = 4/3, gai /Qnuc = 2/3. Спектральные интервалы выбраны таким образом, чтобы переналожение с другими вибронными полосами отсутствовало.
Из рис. 1 и 2 видно, что удовлетворительное в целом согласие результатов измерений и расчетов достигается даже при весьма существенном
£х, кВт/м3 нм стр
423.5
424.5
425.5
426.5
427.5 X, нм
Рис. 2. То же, что на рис. 1 для полосы (0-1) первой отрицательной системы N2 . (а) - Тг = 7500 К, (б) - 6000.
различии в величинах Тг, используемых при моделировании спектров. Причина состоит в следующем. Выбранные спектральные интервалы содержат вращательные линии, соответствующие значениям Т < 50, для которых больцмановский фактор ехр(-^п/(/')/кТг) малочувствителен к варьированию значения Тг в диапа
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.