Вход |  Регистрация
 
 
Время электроники Вторник, 14 августа
 
 


Это интересно!

Ранее

Освещение стадиона. Опыт Франкфурта

Освещение спортивного объекта — нетривиальная задача, особенно если он расположен в черте города или невдалеке от оживленной трассы. В темное время суток яркие, ослепляющие глаза прожекторы причиняют неудобства окрестным жителям и повышают аварийность на близлежащих дорогах.

Мощные компактные люминесцентные лампы. Характеристики и особенности эксплуатации. Часть 1

Проводные и беспроводные интерфейсы для регулировки яркости светильников

В статье обсуждаются преимущества и недостатки разных видов проводных и беспроводных интерфейсов для регулировки яркости светильников, в том числе аналоговое (0...10 В) и цифровое (DALI и DMX512) управление, а также сети Zigbee. Статья представляет собой перевод [1].

Реклама

По вопросам размещения рекламы обращайтесь в отдел рекламы

Реклама наших партнеров

 

31 августа

Серная лампа. Многообещающее начало и… непрогнозируемое будущее? Часть II. Немного о физике серного разряда

Первую часть этой статьи см. в журнале «Современная светотехника», №3, с. 19, 2011.



Д

инамика серного разряда

Обратимся вначале к динамике развития разряда в серной лампе. Процесс преобразования микроволновой энергии в оптическое излучение в этом случае характеризуется следующими стадиями. Сразу после включения магнетрона возникает2 разряд в смеси буферного газа и насыщенных паров серы, находящейся поначалу в твердом состоянии. В процессе поглощения разрядом микроволновой энергии растет степень ионизации плазмы, возрастает и температура колбы. Происходит это, главным образом, за счет бомбардировки стенок электронами — наиболее быстрыми частицами в плазме. С увеличением температуры быстро растет парциальное давление (и, следовательно, концентрация) паров серы. Этот процесс проходит стадию плавления различных фракций серы (112,80, 119,3°С), а затем и стадию полного испарения (температура кипения Tкип = 444,6°С).
Для мощного разряда характерны три стадии [1], показанные на рисунке 1.

 

а)

б)

в)

Рис. 1. Спектры свечения разряда (сера + неон) при мощности 800 Вт, температуре колбы 450°С (а), 580°С (б) и 640°С (в)


Практически сразу вслед за разрядом появляется непрерывное излучение малой интенсивности с максимумом около 4500 Å (см. рис. 1а). Затем, когда стенка колбы нагревается примерно до 500°С, максимум спектра немного сдвигается в красную область, но интенсивность излучения резко возрастает — примерно в 8 раз (см. рис. 1б). Наконец, когда температура колбы достигает 600°С, формируется квазисолнечный спектр с максимумом около 5800 Å, а максимальная интенсивность возрастает еще в 3–4 раза (см. рис. 1в).
Снижение мощности и частоты поля, возбуждающего разряд, позволяет обнаружить дополнительные характерные стадии, которые в мощном поле заметить сложно. Их характерные времена не превышают долей секунды.
Для примера на рисунке 2 [1] представлена картина изменения спектра лампы в зависимости от температуры колбы. При этом частота поля, возбуждающего разряд, равна 100 МГц, а вкладываемая мощность — 100 Вт. Видно, что поначалу лампа излучает отдельные спектральные линии, соответствующие известным переходам между энергетическими уровнями в атомах буферного газа неона (наиболее интенсивная линия — 6400 Å) и серы (линия 9200 Å), когда нагрев колбы создает достаточную концентрацию ее паров (см. рис. 2а и б). Затем при больших температурах формируется спектр, в котором доля УФ-излучения довольно велика. При этом линия атомарной серы 9200 Å практически исчезает (см. рис. 2в и г).

 

Рис. 2. Спектры серной лампы для ВЧ-разряда (частота 100 МГц, мощность 100 Вт) при температурах колбы: а) 34°С; б) 55°С; в) 78°С; г) 145°С


В установившемся режиме при высоких давлениях в разряде спектр излучения становится непрерывным. Типичные для разряда низкого давления линии (в т.ч. линии в УФ- и ИК-областях) полностью поглощены в этом спектре. Хотя излучение в ИК-области достаточно велико, в УФ-области излучение практически отсутствует. Эта важнейшая особенность спектра сохраняется при различных уровнях микроволновой накачки и при начальных количествах серы в лампе данного размера.
При прочих равных условиях смещением максимума непрерывного спектра в голубую или красную области можно управлять как за счет начального количества серы, так и использования тех или иных добавок. Так, если в качестве такой добавки используется, например, селен, то максимум излучения сдвигается в красную область [2].
Примеры влияния на спектр излучения мощности микроволновой накачки и давления в лампе (фактически, плотности паров серы) в рабочем режиме представлены на рисунке 3 [3]. Как видно из рисунка 3а, при изменении мощности микроволнового излучения примерно в три раза (от 360 до 1000 Вт) положение максимума оптического спектра практически не меняется. В то же время увеличение давления с 4,4 до 12,1 бар3 значительно смещает максимум спектра — с 470 до 570 нм.
Следует заметить, что с уменьшением вкладываемой мощности доля оптического излучения, вообще говоря, может существенно падать. Например, из рисунка 3а видно, что для 720 Вт эта доля составляет примерно 69,5%, в то время как при 360 Вт она составляет уже лишь 36,5%. Смещение спектра в красную область, естественно, также приводит к уменьшению доли оптического излучения. Согласно данным рисунка 3б, она падает с 68% до примерно 41% с увеличением давления от 4,4 до 12,1 бар.

Рис. 3. Спектры излучения лампы для: а) различных уровней мощности микроволновой накачки; б) разных рабочих давлений при мощности 800 Вт (в скобках даны мощности оптического излучения, Вт) [3]

 

Формирование спектра излучения

Исследования показывают, что спектр излучения серной лампы в видимой области формируется, в основном, излучательными переходами между возбужденным уровнем B3u и основным состоянием X3g двухатомной молекулы серы S2, показанными на рисунке 4.

 

Рис. 4. Возбужденное (B3u ) и основное (X3g ) состояния двухатомной молекулы серы S2


Напомним вначале кратко, как образуется молекулярный спектр.
Молекулярные спектры поглощения и излучения, как известно, значительно отличаются от спектров отдельных атомов. Так, в спектрах молекул имеются определенные структуры (колебательная, вращательная), отражающие их более сложное устройство. Обусловлено это тем, что атомы в молекуле имеют добавочные степени свободы — они могут совершать колебательные и вращательные движения относительно центра равновесия. Эти движения и отражаются на структуре ее энергетических уровней, что, в свою очередь, сказывается на структуре молекулярного спектра.
В приближении Борна-Оппен­геймера энергия молекулы представляется состоящей из трех аддитивных членов, каждый из которых зависит от своего квантового числа:

E = Eэл(n) + Eкол(v) + Eвр(J),

где v и J — колебательные и вращательные квантовые числа, для которых квантовая механика устанавливает т.н. правила отбора.
Вначале в соответствии с приближением Борна-Оппенгеймера находятся уровни энергии Eэл(n), т.е. определяются электронные термы молекулы. Электронные термы двухатомных молекул являются функциями одного параметра — расстояния между ядрами атомов r, как это показано на рисунке 4 для молекулы серы S2.
Если при переходе изменяется только вращательное квантовое число J, то получаются чисто вращательные спектры. Правило отбора для переходов между уровнями с различными J, но одинаковыми n и v, позволяет изменяться ΔJ лишь на ±1. Вращательные молекулярные спектры поглощения и излучения расположены в далекой инфракрасной и субмиллиметровой областях спектра. Т.н. линии тонкой структуры в полосах определяются именно вращательными переходами.
Если при переходах изменяется также колебательное квантовое число v, то получаются колебательные спектры молекул. Для колебательных переходов (гармонических колебаний) правило отбора по v есть Δv = ±1. Для ангармонических колебаний величина Δv= ±1, ±2 и т.д., однако вероятность переходов с увеличением Δv резко уменьшается, поэтому преимущественно осуществляются переходы с Δv = ±1. Колебательные спектры находятся в инфракрасном диапазоне излучения.
В случае перехода между различными электронными термами молекул (n ≠ n') правила отбора для квантовых чисел v, J уже не действуют — из любого состояния (n, v, J) можно перейти в любое состояние (n', v', J'). Отдельные полосы в таких спектрах соответствуют при заданном ΔEэл = const различным значениям ΔEкол, а отдельные линии тонкой структуры в полосах — различным значениям Eвр при заданных ΔEэл, ΔEкол.
Возвращаясь к рисунку 4, отметим, что возбужденное состояние B3u молекулы при v' = 9 предиссоциировано, т.е. при больших энергиях молекула, вообще говоря, распадается на атомы серы. Поэтому в теоретических исследованиях спектра серной лампы рассматривают различные переходы с возбужденного вплоть до уровня v' =  9 B3g.
Таким образом, переходы между уровнями B3u и X3g содержат огромное количество полос и охватывают диапазон длин волн 250–700 нм.
Формирование спектра излучения серной лампы обусловлено рядом причин. Во-первых, вероятности перехода для многих колебательных линий довольно велики для молекул и составляют порядка 10–5 с. Во-вторых, все излучаемые линии значительно уширены, что обусловлено ударным4 и доплеровским механизмами уширения. В результате контуры линий излучения, как говорят, сильно перекрываются. Высокая же температура разряда обуславливает значительную заселенность возбужденных колебательно-вращательных состояний молекулы, что позволяет им внести свой вклад в спектр. В результате оптическая толщина плазмы максимальна в УФ- и ИК-областях спектра, и практически все излучение лампы сосредоточено в видимом диапазоне, где ее оптическая толщина минимальна.

Расчетные исследования спектра серной лампы

Среди работ, посвященных экспериментальным и расчетным исследованиям серного разряда, отметим также работу [4]. Как и в [3]5, в ней помимо экспериментальных исследований предпринята попытка описать спектр серной лампы.
Рабочие параметры лампы в [4] составляли: внутренний радиус колбы 1,6 см, количество серы — 30,7 мг, рассчитанное рабочее давление паров S2 ~ 6 бар, начальное давление буферного газа (Ar) — 200 мбар. Микроволновое излучение частоты 2,45 ГГц от магнетрона подавалось по волноводу в резонатор в форме половины эллипсоида, в котором возбуждалась мода TM010. Как обычно, колба устанавливалась в области максимальной напряженности электрического поля.
При расчете спектра излучения лампы в видимом диапазоне считалось, что оно в основном обусловлено электронными переходами B3u  → X3g в молекулах S2, поскольку они являются доминирующими частицами в разряде. Количественно описание этой части спектра проводилось с помощью классической модели излучения Франка-Кондона, которая позволяет рассчитать коэффициенты поглощения в зависимости от температуры газа и частоты для известных молекулярных потенциальных кривых6. При расчете, во-первых, предполагалось наличие в разряде локального термодинамического равновесия (ЛТР). Далее, спад температуры от центра разряда (Tц = 4800 К) до стенки колбы с температурой Tст = 1200 К аппроксимировался кубической зависимостью.
На рисунке 5 представлены расчетные и экспериментально измеренные спектры излучения для мощности микроволновой накачки 900 Вт.

 

Рис. 5. Расчетные и экспериментальные спектры излучения [4]

Расчет при этом проводился для двух случаев. Если в первом случае учитывались только переходы B3u  → X3g,
то во втором учитывался и переход B''3Пu → X3g.
Как видно, такой модельный расчет для первого случая достаточно точно описывает положение максимума излучения. При этом и расчетная суммарная мощность излучения в видимом спектре удовлетворительно, как отмечают авторы, совпадает с экспериментом. Тем не менее в УФ- и в ИК-частях спектра расчет и эксперимент значительно расходятся. Включение же в модельные расчеты переходовB''3Пu → X3g  позволяет существенно улучшить совпадение с экспериментом в ИК-спектре.
Положение максимума при этом лишь незначительно сдвигается в красную часть спектра излучения. Этот результат, по мнению авторов, показывает, что указанные переходы играют существенную роль в процессе формирования ИК-области излучения. Значительно меньшая по сравнению с экспериментом интенсивность УФ-излучения при моделировании спектра может быть вызвана переоценкой перекрытия вращательно-колебательных линий, что приводит к слишком сильному самопоглощению в УФ-спектре. Происхождение же «длинноволнового плеча» спектра (выше ~ 900 нм), как отмечено в [4], остается пока не ясным. В частности, авторы оценили мощности излучения при электрон-ионной рекомбинации, электрон-ионного тормозного излучения, тормозного излучения при столкновении электрона с нейтральными частицами и излучения при прилипании (захват электрона молекулой S2). Все эти процессы были исключены в качестве возможного источника инфракрасного излучения — их вклад оказался слишком мал. В качестве возможных неучтенных механизмов авторы предположили участие в формировании этой части спектра неизвестного электронного уровня, диссоциативных электронных состояний или возможные отклонения от ЛТР.
Расчеты спектров излучения лампы в видимом диапазоне проводились также в [3]. При этом полагалось, что спектр формируется не только электронными переходами B3u  → X3g, но и переходами B''3Пu → X3g B3Пg → {A3+u, A'3Δu}. В качестве поглощающих излучение частиц учитывались также молекулы S3, концентрация которых весьма велика возле стенок колбы.
На рисунке 6 представлены расчетные и экспериментально измеренные спектры излучения лампы при мощности микроволновой накачки 800 Вт. Как видно из рисунка 6, расчет [3] также не дает удовлетворительного описания спектра лампы в ИК- и ближней УФ-областях.

Рис. 6. Модельный и измеренный спектры излучения серной лампы мощностью 800 Вт7


Методика расчета спектра [3], в принципе, совпадает с подходом [4]. В ней также предполагается наличие в плазме ЛТР, однако профиль температуры в этом случае не задавался некоторым модельным образом, а рассчитывался на основе уравнения баланса энергии. Так, расчеты [3] для температуры в центре колбы дают величину Tц ~ 4100–4400 К. Она мало меняется в зависимости от вкладываемой мощности
(200–800 Вт) и рабочего давления в лампе (3–7 бар) и хорошо совпадает с измеренной. Вообще говоря, эти величины температур заметно меньше, чем использованные в модели [4] при примерно одинаковых экспериментальных условиях — внутренний радиус колбы в обоих случаях составлял 16 мм, и лишь немного отличается вкладываемая мощность (800 и 900 Вт, соответственно). Возможно, отчасти по этой причине — в противоположность [4] — оценки [3] показывают, что переходы B''3Пu → X3g могут давать вклад в излучение только в УФ-области, тогда как в ИК-спектре заметный вклад могут давать только переходы B'3Пg → {A3 ∑+u, A'3Δu}.
Предположение о наличии в плазме ЛТР является весьма часто используемым и полезным приемом в физике плазмы. Применение такого предположения позволяет рассчитать концентрации различных нейтральных и заряженных частиц (атомов и молекул) в какой-либо области разряда. Эти концентрации могут быть рассчитаны с использованием уравнения Саха.
Представление о величинах концентраций дает рисунок 7, где представлены температурные зависимости тех или иных компонентов плазмы при давлении 6 бар. Как показывает рисунок 7а, концентрация молекул S3 весьма велика при малых температурах. При Т < 1000 К молекулы S3 становятся превалирующей фракцией, именно поэтому они были включены в расчеты [3] как компонент плазмы, поглощающий УФ-излучение, влияние которого на формирование спектра должно быть достаточно большим вблизи стенок колбы.
В заключение отметим, что поскольку предположение о наличии в плазме ЛТР может нарушаться8, расчетные данные рисунке 7 следует рассматривать, вообще говоря, как ориентировочные.

Рис. 7. Температурные зависимости концентраций нейтральных (а) и заряженных (б) частиц, рассчитанных на основе уравнений Саха [3]. Рабочее давление лампы — 6 бар

 

_____________________________

1 Первую часть этой статьи см. в журнале «Современная светотехника», №3, с. 19, 2011.
2 Разумеется, амплитуда электрического поля в резонаторе (точнее, в зоне расположения колбы лампы) должна быть достаточной для пробоя газовой среды.

3 Давление 1 бар соответствует примерно одной атмосфере (для физической атмосферы 0,987, технической — 1,02) или ~ 750 Тор.
4 Называемое еще как уширение давлением.
5 В доступной в интернете диссертации [3] заинтересованный читатель может найти ссылки на довольно широкий круг расчетных и экспериментальных работ, относящихся к разряду в серных лампах.
6 О деталях такого подхода см. работу [5].

7 Негладкий характер расчетного спектра обусловлен оптимизацией схемы компьютерного расчета переноса излучения.
8 Отклонения от ЛТР следует ожидать уже потому, что велик выход оптического излучения – заселенность уровней в ЛТР, вообще говоря, определяется и равновесием их с излучением в плазме.


Литература

1. Козлов А.Н., Ляхов Г.А., Павлов Ю.В. и др. Письма в ЖТФ, т. 25. Вып. 13. С.27. 1999.
2. Kozlov A., Perevodchikov V., Umarhodzhaev R., Shlifer E. — Proc. of IV International Workshop on Microwave Discharges: Fundamentals and Applications, Zvenigorod, 2000. Ed. by Lebedev Yu. A.. Moscow. Yanus-K. Р. 235. 2001.
3. Johnston C.W. Transport and equilibrium in molecular plasmas: the sulfur lamp. PhD Thesis, Eindhoven University of Technology, The Netherlands. 2003.
4. Baier J., Korber A., Proc. 29th EPS. P. 35. 2002.
5. v.d. Heijden H., v.d. Mullen J. J. Phys. B. V. 34. P. 4183. 2001.

 



Вы можете скачать эту статью в формате pdf здесь.
Оцените материал:

Автор: Михаил Мальков, michail.malkov@yandex.ru



Комментарии

0 / 0
0 / 0

Прокомментировать





 

 
 




Rambler's Top100
Руководителям  |  Разработчикам  |  Производителям  |  Снабженцам
© 2007 - 2018 Издательский дом Электроника
Использование любых бесплатных материалов разрешено, при условии наличия ссылки на сайт «Время электроники».
Создание сайтаFractalla Design | Сделано на CMS DJEM ®
Контакты