Термодинаміка та електродинаміка міжфазних взаємодій у плазмі продуктів згорання металізованих складів, твердих і газових палив

, (12)

де e - заряд електрона, N_e(r) і N_i(r) - розподіл концентрації електронів і іонів відповідно. Розподіл вільних зарядів у потенційному полі частки звичайно задають у вигляді розподілу Больцмана. Обґрунтуванням застосування принципу ЛТР до плазми з конденсованою фазою можуть служити експериментальні дані.

Фізичний зміст потенціалу плазми. Розглянемо найпростіший розв'язок рівняння (10) ( ), що виражається у вигляді:



. (13)

Відзначимо, що кожна з двох замін

приводить рівняння (10) до вигляду:

. (14)

Усі розв'язки рівняння (14) симетричні відносно прямої (13), причому кожний розв'язок, який відрізняється від тривіального, не співпадає з ним. Звідси випливає важливий висновок про те, що в будь-якому місці плазми не можуть одночасно реалізуватися умови і . Через непарність функції розв'язок рівняння (14), який має локальний мінімум, розташований в напівплощині , а розв'язок, що має локальний максимум, розташований в напівплощині . Отже, якщо задані значення повного потенціалу і такі, для яких виконується співвідношення , то координатна залежність , що має в цьому випадку экстремум, не перетинає пряму і для напруженості поля на площинах виконується співвідношення . Якщо ж виконується співвідношення , то є монотонно спадною чи монотонно зростаючою функцією і для напруженості поля в цьому випадку .

Рівняння (14) має два сімейства розвязків, причому вигляд розв'язків залежить від співвідношення між граничними умовами , і тривіальним розв'язком , що визначається іонізаційним і зарядовим станом плазми. Значення характеризує іонізаційний стан об'єму плазми і називається потенціалом плазми. Величина називається квазінезбуреною концентрацією. Зрозуміло, що у газові електронейтральній плазмі , а квазінезбурена концентрація .

Таким чином, потенціал плазми характеризує величину роботи, яку необхідно затратити, щоб плазма придбала деякий об'ємний заряд . Із зіставлення енергії об'єму плазми, отриманої в результаті придбання заряду , і енергії електричного поля, знаходимо середнє значення потенціалу, з допомогою якого одержимо:

. (15)

Для плоского шару плазми рівняння (10) у безрозмірному вигляді спрощується:

, (16)

,

Розв'язком цього рівняння є інтеграл:

, (17)

який можна привести до канонічного вигляду, визначивши межі інтегрування від значення до нескінченно великого значення потенціалу і здійснивши заміну :



, (18)

де є значення координати, при якому потенціал нескінченно зростає.

Загальний вигляд розв'язків (18) представлений на рис. 7, з якого випливає три види розподілу потенціалу між плоскими пластинами відосно потенціалу плазми. Перший розв'язок (крива 1 для випадку ) не дотикується прямої і прагне до нескінченності в точках і , другий (крива 2 для випадку ) асимптотично наближається до на нескінченності і тільки третій розв'язок (крива 3 для випадку ), що відповідає різним знакам потенціалу відносно , може перетинати вісь абсцис.

Розв'язок рівняння (18) представляється в еліптичних функціях Якобі, а саме:

, ; (19a)

, , (19б)

де визначає знак потенціалу поверхні.

Розв'язок рівняння (18) після визначення константи може бути представлений в більш компактному вигляді:

. (20)

З аналізу розв'язків випливає, що потенціал змінюється від нескінченно великого значення до значення на довжині . Таким чином, опис поведінки потенціалу відносно дозволяє вибрати правильний вигляд залежності і коректно визначити взаємодію між зарядженими пластинами в плазмі.

Розглянемо просторову залежність електростатичного потенціалу в околиці дрібнодисперсних часток у плазмі в сферичних координатах:

. (21)

Застосовуючи до рівняння (21) перетворення , , одержимо рівняння для нової невідомої функції у вигляді:

. (22)

Для оберненої функції рівняння (22) має наступний вигляд:

. (23)

Асимптотичні розв'язки рівняння (21) нами знайдені і це дозволяє описати глобальну картину поведінки. Якісна картина поведінки розв'язків усередині зарядженої сфери і зовні представлена на рис. 8 і рис. 9 (1 - ; 2 - ; 3 - ). Звідси видно, що при незмінному значенні потенціалу на поверхні частки, напруженість поля біля поверхні зменшується зі збільшенням радіуса частки.

, (24a)

, (24б)

, , (24в)

, , (24г)

де - значення потенціалу в крапці , - довільна крапка області визначення рішення. Постійна визначає вид залежності : якщо , то залежність має вигляд (1); якщо , то залежність має вигляд (2); якщо , то залежність має вигляд (3).

Аналіз виразу (24а) дозволяє зробити дуже важливий висновок для спрощеного опису залежності потенціалу навколо заряджених часток, а саме: при великих значеннях потенціалу поверхні кривизну частки можна не враховувати, а використовувати роз'язки плоскої задачі (23). Це розширює застосовність рівняння (20), яке раніше використовувалося тільки для очевидного випадку .

У другій главі дисертації представлена термодинаміка іонізаційної рівноваги в плазмі продуктів згорання металізованих складів з легкоіонізуючою домішкою лужних металів. Міжфазна взаємодія в плазмі з конденсованою дисперсною фазою приводить до того, що підсистема конденсованих часток не може бути виділена в незалежну термодинамічну систему. Тому рівноважну іонізацію в плазмі з конденсованою фазою необхідно описувати єдиної, залежної від параметрів газової і конденсованої фаз, константою рівноваги, що визначимо методом мінімізації вільної енергії системи. Варіювання виразу для вільної енергії з використанням варіацій рівняння електронейтральності і рівняння збереження атомів присадки, а також виділення частини хімічного потенціалу, що безпосередньо залежить від електростатичної взаємодії, і проведення ряд перетворень дозволяє одержати залежність:

, (25)



де - параметр нерівноважності.

Як видно, умова рівноваги плазми з конденсованою фазою відрізняється від аналогічного вираження для газової плазми наявністю в правій частині члена, що одержав назву параметра нерівноважності. Параметр залежить як від об'ємного заряду газової фази плазми , так і від поверхневого потенціалу . Останнє визначається процесами, що протікають на поверхні частки і формують величину потенційного бар'єра на границі частка - плазма. Параметр нерівноважності визначає зміну константи рівноваги в плазмі з конденсованою дисперсною фазою:

. (26)

Таким чином, в плазмі з конденсованою фазою іонізаційна рівновага в об'ємно зарядженій газовій фазі виражається через деякий ефективний потенціал іонізації атомів, який відрізняється від потенціалу іонізації ізольованого атома на величину параметра . Іншою мовою, в плазмі з конденсованою фазою відбувається зсув іонізаційної рівноваги відносно ідентичної газової плазми. Причиною зсуву іонізаційної рівноваги є перехід частини вільної енергії при міжфазному обміні між конденсованою і газовою фазами. На поверхні конденсованої частки будемо враховувати потік термоелектронної емісії і потік поглинання електронів поверхнею частки, потоки поверхневої рекомбінації іонів і іонізації атомів. Умови протікання в плазмі електричного струму визначимо з урахуванням дифузії і дрейфу в електричному полі зарядів. З урахуванням больцмановського розподілу концентрацій електронів і іонів, вираження для повного потенціалу



вираження для хімічних потенціалів:

та ,

одержимо рівняння щільності струму на конденсовану частку чи зонд з урахуванням поверхневих процесів:

. (27)

Із (27) випливає, що умовою протікання в плазмі струму є просторова залежність електрохімічного потенціалу і параметра нерівноважності.

У стані термодинамічної рівноваги контакту метал - плазма рівень електрохімічного потенціалу плазми має постійне значення і збігається з рівнем Фермі металу, струм кожної з компонентів звертається в нуль, тому що дифузійна складова струму компенсується дрейфовою. Енергетична діаграма контакту метал - плазма для випадків негативно і позитивно заряджених поверхонь з урахуванням параметра представлена на рис. 10. Енергетичні рівні й означають нижню границю енергетичного спектра вільних електронів і іонів (рівень валентного електрона і атома) відповідно. Будемо вважати актом взаємодії іона чи атома плазми з поверхнею частки адсорбцію на поверхні, що супроводжується переносом електрона в тім, чи іншому напрямку з наступною десорбцією відповідно атома чи іона, тому що це є необхідною

умовою іонізаційної рівноваги. Як видно з діаграм, процес поверхневої іонізації атомів плазми означає перехід валентного електрона з рівня на рівень Фермі металу, для чого електрону необхідна енергія



Відповідно коефіцієнт поверхневої іонізації, що визначає імовірність іонізації атомів на поверхні частки плазми дорівнює:

, (28)

де - енергія активації десорбції іона.

Процес рекомбінації іона на поверхні частки диму означає перехід електрона з рівня Фермі металу на вільний рівень валентного електрона іона, тобто енергія рекомбінації дорівнює . Відповідно коефіцієнт поверхневої рекомбінації дорівнює:

, (29)

де - енергія активації десорбції атома.

Припускаючи рівність , рівняння іонізаційної рівноваги контакту можна представити через параметр , який характеризує зсув іонізаційної рівноваги біля поверхні частки як за рахунок впливу об'ємного заряду плазми в поверхневому шарі ( ), так і властивостей поверхні розподілу фаз ( ). Поверхневе значення параметра у дебаєвському наближенні дорівнює:

.

Значення параметра визначає поверхневе значення квазінезбуреної концентрації



.

Відповідно, поверхневе значення електронної щільності

Тоді іонізаційне рівняння можна перетворити до вигляду:

. (30)

При підвищенні концентрації атомів домішку в газовій фазі більш істотну роль у придбанні заряду часткою грають процеси іонізації атомів і рекомбінації іонів на її поверхні з одночасним зниженням ролі термоелектронної емісії. Облік поверхневих процесів дозволив одержати вираження для зондового струму, з якого представляється можливість визначити величину параметра нерівноважності:

, (31)

де відношення коефіцієнтів поверхневої іонізації і рекомбінації дорівнює:

. (32)

На контакті падає напруга , яка характеризує зсув рівня електрохімічного потенціалу плазми відносно рівня Фермі металу. Позначимо висоту потенційного бар'єра ізольованого зонда . Тоді загальне значення висоти потенційного бар'єра

.

Для експериментального дослідження впливу часток кремнію на властивості димової плазми і величину параметра використовувалися сумішні палива з внутрішнім окислювачем, що дають газовий смолоскип. Частка окислювача відповідала стехіометричному співвідношенню паливної суміші з обліком 3% домішки перхлорату калію. В експериментах використовувалися еталонний склад С0 і склади, що містять понад 100% добавку дрібнодисперсних ( < 2 мкм) часток кремнію високої чистоти з власною провідністю і масовою концентрацією 0,5% для C1 і 1,5% для C2.

Представлені експериментальні залежності параметра нерівноважності від відстані до поверхні горіння в смолоскипі плазми продуктів згоряння складів із кремнієм С1 (крива 1) і С2 (крива 2), а на рис. 12 залежності відносної інтенсивності випромінювання резонансної лінії калію стосовно базового складу С0 для складів С1 (крива 1) і С2 (крива 2). Як видно з графіків, у нижній частині смолоскипа значення параметра негативне, що відповідає збільшенню ефективного потенціалу іонізації атомів газу і зниженню ступеня іонізації плазми. У верхній частині смолоскипа параметр змінює знак на позитивний і тому степень іонізації плазми росте. Ці результати підтверджуються залежністю концентрації атомів калію уздовж смолоскипа, що пропорційна інтенсивності випромінювання резонансної лінії калію. Як видно з мал. 12, відносна інтенсивність випромінювання відносно випромінювання складу С0 знижується для складів С1 і С2 , отже, іонізація калію росте.

Для пояснення отриманих результатів побудовані енергетичні діаграми контакту напівпровідник - плазма і напівпровідник - плівка оксиду - плазма і визначені значення параметра , вираження для яких мають вид:

, (33)

з урахуванням щільності поверхневих станів для електронів у напівпровіднику і

(34)

з урахуванням висоти потенційного бар'єра і напівширини забороненої зони /2.

Третя глава другого розділу присвячена статистиці електронів і іонів у плазмі з конденсованою дисперсною фазою, що дозволить визначити фізичний зміст параметра нерівноважності. Розподіл електронів і іонів у низькотемпературній плазмі описується рівнянням Максвелла-Больцмана, що є наслідком розподілу Фермі-Дірака для системи з невиродженними станами. Це справедливо тільки для плазми, що знаходиться в рівноважному стані. Плазма з конденсованою дисперсною фазою в стані термодинамічної рівноваги містить електрони та іони, концентрації яких не рівні один одному унаслідок відволікання частини заряду на поверхні конденсованих часток. Тому в плазмі з порушенням концентраційної рівноваги розподіл вільних і зв'язаних електронів не може бути описано єдиною функцією. У рівноважній газовій плазмі, що містить позитивні іони, електрони й атоми, розподіл компонентів описується рівнянням Саха і у будь-якій області плазми виконується умова електронейтральності: , де визначимо як незбурену концентрацію компонентів. Тоді для плазми з конденсованою фазою справедлива умова:

,

де - середнє зарядове число конденсованих часток, - їх концентрація.

Таким чином, при порушенні рівноваги між концентраціями електронів і іонів у газовій фазі плазми застосування рівняння Саха виявляється неможливим. Для рішення проблеми застосуємо модель Шоклі, що припускає формальне використання різних рівнів електрохімічного потенціалу для різних підсистем, аналогічно тому, як це було зроблено у фізиці напівпровідників. Імовірність перебування електрона в квантовому стані з енергією дорівнює:

, (35)

рівень електрохімічного потенціалу чи рівень Фермі плазми. Середнє значення електростатичного потенціалу являє собою суму потенціалу плазми і власне середнього значення функції , що є розв'язком рівняння Пуассона - Больцмана:

.

Проінтегруємо по всім станам електронів:



, . (36)

Для концентрації іонів справедливо наступне вираження:

. (37)

Останній вираз справедливий тільки для електронейтральної плазми. Введемо два рівні електрохімічного потенціалу: - для підсистеми електронів і - для підсистеми іонів, причому - це формальний параметр, що показує, який міг би бути рівень електрохімічного потенціалу, якби концентрація електронів дорівнювала дійсній концентрації іонів. Різниця відбиває концентраційно нерівноважний характер плазми, а саме той факт, що повна кількість електронів не дорівнює повній кількості іонів у системі, тобто існує об'ємний заряд плазми. Фактично пропонується ввести дві функції розподілу вільних і зв'язаних електронів:

- для підсистеми електронів і

- для підсистеми іонів.

Наявність об'ємного заряду означає існування деякого середнього значення потенціалу, що визначає мінімальне значення енергетичного спектра вільних електронів . При цьому для підсистеми електронів залишаються справедливим вираження (36). Для підсистеми іонів формальне значення відповідає квазінейтральному стану плазми при даному значенні , отже і хімічний потенціал електронів . Тоді концентрацію іонів можна представити у виді:

,

а в нерівноважній плазмі варто застосовувати вираження:

. (38)

Таким чином, використання моделі Шокли дозволяє узагальнити рівноважні співвідношення статистики на стани плазми з порушенням концентраційної рівноваги. Дійсно, якщо об'ємний заряд відсутній і = , то параметр =0 і вираження (38) переходить у (37). Перемноживши концентрації електронів (36) і іонів (38) одержимо вираження для константи рівноваги плазми з конденсованою фазою у виді (25).

Аналіз вираження (26) показує, що величина параметра характеризує зміну вільної енергії підсистеми газової фази в результаті міжфазної взаємодії газу з частками. Мається на увазі перенос електрона через границю розподілу фаз, що відбувається як безпосередньо, так і шляхом іонізації атома чи рекомбінації іона на поверхні частки. Хімічний потенціал кожної компоненти газової підсистеми може змінити свою величину відповідно до зміни концентрації. Тоді можна визначити параметр нерівноважності кожної компоненти. Очевидно, що сума параметрів нерівноважності компонент буде дорівнює параметру . З огляду на те, що і вважаючи, що , одержимо для електронної та іонної компонентів параметра нерівноважності:

Ѕ +1Ѕ , Ѕ Ѕ . (39)



При наявності в плазмі заряджених часток середні концентрації електронів і іонів мало відрізняються , тому що , хоча можуть сильно відрізнятися від величини . Тому можна вважати, що внесені частками збурювання плазма компенсує зміною ступеня іонізації.

В четвертій главі другого розділу дисертації описані результати дослідження колективних процесів взаємодії заряджених часток конденсованої фази, що приводять до таких явищ як агломерація, дальнодія, електроакустичні коливання і нуклеація.

Дослідження рівняння Пуассона-Больцмана показує, що електричне збурювання, викликуване зарядом частки, цілком зосереджено в шарі плазми не більш як від поверхні частки, тому що на цій відстані потенціал зменшується від нескінченно великого значення до значення, що не перевищує . Будемо вважати, що саме в області об'ємного заряду частка збурює плазму, тому що величина електростатичної взаємодії є величиною порядку теплової енергії. Отже, одна частка вносить у плазму збурювання з характерним радіусом .

На рис. 13 схематично зображені збурювання, внесені в плазму окремими частками (а) і агломератом (б). Коли частки поєднуються в агломерат, електричні збурювання, збуджені кожною часткою, зосереджені усередині агломерату. Плазму збурює тільки потенціал зовнішнього шару агломерату. Тому характерний обсяг збурювання плазми від агломерату менше, ніж від часток, розташованих окремо. Припустимо, що вільна енергія плазми залежить від загального обсягу збурювань, внесених частками. Кількість можливих станів електронів і іонів плазми тим більше, чим менше внесені частками збурювання. Якщо частки зближаються на відстань менш 4D, сумарний обсяг збурювань зменшується, відповідно зменшується вільна енергія плазми. Вільна енергія підсистеми часток залежить не тільки від займаного ними обсягу, але і від взаємодії часток між собою . Вирази для 12 найближчих сусідів і залежність вільної енергії плазми від розміру збурювань дозволили у явному вигляді одержати зміну вільної енергії в залежності від відстані між частками :

. (40)

де - заряд часток, - обсяг збурювань від агломерату.

На рис. 14 представлена залежність вільної енергії від відстані між частками для плазми з наступними параметрами: м^-3; м^-3; мкм; (0.2 еВ); еВ; еВ.

З графіка випливає, що відстань між поверхнями часток близько 1,5 мкм відповідає мінімуму вільної енергії плазми з конденсованою фазою, тобто рівноважному стану системи. Це погоджується з експериментальними даними, наведеними в роботах Чеснокова М.М. Обробка цих же мікрофотографій дозволила побудувати радіальну функцію розподілу

де і -відповідно унарна і бінарна функції розподілу. При побудові функціїнами враховувалися тільки субмікронні частки, тому залежність відбиває структурування субмікронних часток у полі більш великих часток. Наявність максимумів указує на існування далекого порядку взаємодії в плазмі. Таким чином, прагнення часток до агломерації відповідає прагненню пилової плазми до стану рівноваги. З іншого боку, радіальна функція розподілу часток свідчить про наявність дальнодії заряджених часток неелектричного походження.

Припустимо, що в околиці зарядженої частки виникає нерівноважна іонізація газу, що є наслідком рівноваги на границі частка - плазма і залежить від градієнта параметра , наявності інших часток і відстані між ними. Локальні збурювання в плазмі не поширюються на весь об'єм, а загасають у міру віддалення від джерела збурювань. В околі частки потенціал плазми може змінюватися зворотно пропорційно координаті:

, (41)

при цьому скрізь, де значення потенціалу не відрізняється від значення , плазма залишається електронейтральною:

Оскільки параметр лінійно зв'язаний з потенціалом плазми, його просторова зміна повинна підкорятися такому ж закону. Наслідком нерівномірного розподілу біля поверхні частки з боку інших часток з різними зарядами є нерівномірний радіальний розподіл ступеня іонізації плазми і, відповідно, концентрації електронів, іонів і атомів. Тоді повний імпульс, переданий частці конденсованої фази з різних сторін, буде мати деякий напрямок, обумовлений радіальною асиметрією . Величина сили, що діє на частку, буде визначатися виразом:

, (42)

де - напруженість поля біля поверхні частки, - довжина вільного пробігу.

Розрахунки дають наступні значення на осі, що з'єднує центри мікронної і субмікронної часток: для мікронних часток еВ/м і для субмікронних часток еВ/м (позитивним є напрямок від мікронної частки до субмікронної). У даному випадку діє сила, що розштовхує частки. Однак на субмікронні частки діють такі ж сили і з боку інших мікронних часток. Тому вони займають місце в середині відстані між великими частками, де сили, викликані неоднорідністю іонізації плазми, врівноважуються.

Аналогічні обчислення, проведені для ланцюжка мікронних часток, демонструють тенденцію до зближення. Розглянемо, наприклад, ланцюжок із трьох мікронних часток, причому нехай відстань між лівою і центральною часткою складає 4 мікрони, а між правою і центральний - 6 мікрон. Параметр негативний, тому ступінь іонізації знижений як ліворуч, так і праворуч від частки, однак зниження ступеня іонізації праворуч від частки виявляється більшим, ніж ліворуч. Тому кількість іонів ліворуч від частки виявляється менше, ніж праворуч від частки. Сила, яка діє на негативну частку, визначається зіткненнями з іонами, так що результуюча сила в даному випадку спрямована на зближення центральної і лівої частки. Значення градієнта параметра нерівноважності підтверджують це:

.

Колективна взаємодія конденсованих часток виявляється також у електроакустичних коливаннях, які виникають у результаті флуктуації заряду на поверхні частки чи при зсуві її відносно положення рівноваги. Для експериментального визначення спектра частотних коливань часток використовувався ламінарний дифузійний смолоскип порошку алюмінію із середнім розміром часток рівним 4 мкм. Реєструвалося спадання напруги на еталонному опорі, включеному в ланцюг двох пластин, розташованих уздовж смолоскипа, причому одна з пластин заземлена, а на другу подавався потенціал 4 кВ.

Обробка результатів експериментального дослідження коливальних процесів у димовій плазмі, що знаходиться в міжелектродному просторі, показала, що сигнал є змінний і двополярний, незважаючи на сталість подаваної напруги. Усереднене амплітудне значення сигналу дорівнювало U = 0,8 ± 0,2 В, тривалість коливань складала ф = 70 ± 30 мс. Коливальний процес виникав періодично і випадковим образом. Спектр низькочастотних коливань у димовій плазмі оксиду алюмінію представлено на рис. 16. Як видно, коливальний процес розвертається в частотному діапазоні від до Гц, причому мають місце дві характерні частоти поблизу Гц і Гц із яскраво вираженими максимумами. Перший максимум з частотою Гц має велику амплітуду з досить малою дисперсією. Напівширина цього максимуму складає Гц. Другий максимум з меншою амплітудою має напівширину Гц.

Проведений аналіз показав, що струм у ланцюзі може виникнути тільки в результаті зміни діелектричної проникності в міжелектродному просторі, тобто коливання носять ємкісний характер. Припускаючи, що в димовій плазмі існує упорядкованість конденсованих часток як і в кристалічній структурі, представляється можливим розглянути одновимірну лінійну модель поширення хвиль, у якій зворотна сила електростатичного походження:

, (43)

,

відстань між частками, j - номер частки.

Власна частота коливань, що поширюються в лінійному ланцюжку конденсованої фази димової плазми дорівнює:

. (44)

Для оцінки характерних величин використовуємо наступні експериментальні дані: ; ; ; і щільність частки .Тоді частота ; швидкість хвилі .

Врахуємо доплерівский ефект, тому що у фронті горіння димова плазма рухається зі швидкістю біля . Нехай на частоті формується стояча хвиля, яку можна представити як результат додавання двох спрямованих назустріч хвиль, причому одна з них поширюється уздовж руху плазменного потоку, інша - назустріч. У системі відліку, пов'язаній з установкою, визначимо значення частот сприйманих сигналів:

;

.

Таким чином, отримані значення частот коливань конденсованої фази в димовій плазмі погоджуються з результатами експериментів, що дозволяє зробити висновок про можливість спостереження доплерівского ефекту в ламінарному смолоскипі металевого порошку. З іншого боку, приймаючи до уваги припущення про розташування часток у потоці у вигляді ланцюжків, можна вважати, що в смолоскипі має місце упорядкованість часток конденсованої фази.

Електростатичні властивості конденсованих часток впливають на процеси зародкоутворення, зокрема, на критичні розміри зародка. Якщо врахувати електростатичну енергію зарядженого зародка у виразі для вільної енергії, то для критичного радіуса одержимо результат:



,

, (45)

де - коефіцієнт поверхневого натягу, і -критичні радіуси незарядженого і зарядженого зародків.

Існує область значень позитивного заряду краплі, коли критичний радіус зменшується, у порівнянні з незбуреною системою. Можна припустити, що позитивно заряджені частки пилу менше нейтральних і негативних часток. При утворенні зародків у середовищі, яке містить надлишкову кількість електронів, наприклад, від зовнішнього джерела - випромінювання, критичний радіус зарядженого зародка збільшується зі збільшенням концентрації електронів і ростом негативного заряду зародка.



ВИСНОВОК

1. Проведено комплексне експериментальне і теоретичне дослідження плазми продуктів згорання металізованих сумішів, твердих і газових палив і визначені механізми процесів міжфазних взаємодій і способи їхнього регулювання на стадіях підготовки палива, горіння та утворення продуктів згорання.

2. Уперше виявлений і теоретично обґрунтований пульсаційний режим випару краплі водяного розчину карбонату калію, використовуваного як легкоіонізуючий домішок у вуглеводневому полум'ї. Пульсаційний режим виникає в результаті підвищення концентрації розчину при інтенсивному випарюванні води на початкових стадіях процесу і наступним утворенням пухирців пари усередині краплі. Установлено критерій переходу випару краплі сольового розчину в пульсаційний режим, обумовлений відношенням кількості тепла, підведеного до краплі, до кількості тепла, яке витрачається на випар розчину.

3. Експериментально обґрунтований вибір нафтового коксу як палива для форсованого спалювання в умовах імпульсного генератора плазми при високих тисках і температурі. Уперше встановлено, що обробка часток коксу водяними розчинами калієвих з'єднань інтенсифікує процеси окислювання, запалення і горіння часток за рахунок розриву вуглецевих зв'язків при карботермічному відновленню калію на поверхні, що приводить до збільшення концентрації парамагнітних центрів.

4. Експериментально встановлено, що ступінь іонізації плазми продуктів згорання металізованих складів залежить від концентрації і фізичних властивостей дисперсних часток конденсованої фази. Теоретично показано, що зміна ступеня іонізації плазми в приповерхневому шарі конденсованих часток обумовлена наявністю процесів рекомбінації іонів і іонізації атомів газової фази на поверхні розділу фаз.

5. Показано, що зміна ступеня іонізації газової фази плазми продуктів згорання в результаті міжфазної взаємодії може бути описана за допомогою параметра нерівноважності, який представлено у вигляді добавки до потенціалу іонізації і дозволяє врахувати наявність додаткових каналів іонізації при міжфазній взаємодії. Параметр нерівноважності є функцією термодинамічних потенціалів системи і визначений при мінімізації вільної енергії.

6. Досліджено властивості границі розділу фаз тверде тіло - плазма з урахуванням поверхневих іонізаційно - рекомбінаційних процесів. Запропоновано модель, що включає енергетичну структуру контакту в залежності від властивостей твердого тіла і плазми. Це дозволило визначити величину потенційного бар'єра на границі розділу фаз і поверхневе значення параметра нерівноважності. Модель надала можливість розрахувати величину заряду часток і ступеня іонізації плазми з урахуванням міжфазної взаємодії для металевих і напівпровідникових часток.

7. Обґрунтовано застосування моделі Пуассона - Больцмана для опису електростатичних властивостей плазми продуктів згорання з конденсованою фазою. Вперше отримані розв'язки нелінійної плоскої задачі в еліптичних функціях Якобі і знайдені асимптотики всіх розв'язків нелінійної сферичної задачі Пуассона - Больцмана для плазми з конденсованою дисперсною фазою. Показано, що електричне поле в плоскому шарі плазми не поширюється на відстань більш ніж чотири дебаївські довжини. Зі збільшенням кривизни поверхні ця відстань зменшується.

8. Введено поняття узагальненого електростатичного потенціалу плазми, як рівня відліку потенціалу в околиці окремих заряджених часток конденсованої фази від найпростішого розв'язку рівняння Пуассона. Установлено, що потенціал плазми є функцією зарядового стану газової фази і визначається енергією електричного поля в плазмі. Показано, що координатна залежність потенціалу в об'ємі плазми визначається співвідношенням між потенціалом плазми і значеннями потенціалу на границях об'єму.

9. Визначено взаємозв'язок між потенціалом плазми і параметром нерівноважності. Показано, що наявність у плазмі часток різного розміру і складу приводить до просторової неоднорідності ступеня іонізації. Ця неоднорідність описана гіперболічним законом зміни параметра нерівноважності.

10. Показано, що сумарний імпульс, переданий від плазми частці, залежить від просторової зміни ступеня іонізації плазми, викликаного сусідніми частками, і обумовлює виникнення сили взаємодії часток на відстанях, що значно перевищують дебаївську довжину. Ці сили не є електричними, а викликані тиском надлишкових носіїв заряду, що з'являються в результаті неоднорідної іонізації. Показано, що агломерація часток у плазмі є наслідком прагнення системи до рівноваги і супроводжується зменшенням вільної енергії.

11. Уперше теоретично передбачена та експериментально визначена частота власних електроакустичних коливань конденсованих часток у термоемісійній плазмі оксиду алюмінію і побудована фізична модель, що враховує доплерівский ефект, який виникає в результаті руху плазми.



СПИСОК ОПУБЛІКОВАНИХ РОБІТ З ТЕМИ ДИССЕРТАЦІЇ

1. Вишняков В.И., Драган Г.С., Маргащук С.В. Межфазные взаимодействия в низкотемпературной плазме // Химия плазмы.- М.: Энергоатомиздат. - 1990. - вып. 16. - С. 98 - 120.

2. Драган Г.С. Электроакустические колебания частиц оксида алюминия в термической плазме // ЖЭТФ. - 2004. - №3. - С. 570-575.

3. Драган Г.С. Пульсационный режим испарения капли водного раствора карбоната калия в углеводородном пламени // Доповіді НАНУ. - 2003. - №1. - С.87-94.

4. Драган Г.С. Динамика испарения капли солевого раствора в пульсационном режиме // Доповіді НАНУ. - 2004. - №2. - С. 77-83.

5. Dragan G. S., Vishnyakov V. I. Thermodynamic reasons of agglomeration of dust particles in the thermal dusty plasma // Condenced Matters of Physiks. - 2003. - Vol. 6, No. 4. - С. 687-692.

6. Vishnyakov V.I., Dragan G.S. Ionization Equilibrium in a Thermal Plasma - Solid Contact // Ukr. J. Phys. - 2004. - V. 49., Nо. 3. - P. 229-235.

7. VishnyakovV.I., DraganG.S. Electron and Ion Statistics in the Thermal Plasma with Condensed Phase // Ukr. J. Phys. - 2004. - V. 49., Nо. 2. - P. 132-137.

8. Драган Г.С., Кадыров Т.Н., Мальгота А.А., Соколов Ю.В., Чесноков М.Н. Экспериментальное определение коэффициента диссоциативной рекомбинации // Физика горения и взрыва. -1981. - №1. - С. 144-147.

9. Драган Г.С., Емельяненко Е.З., Ким В.В., Скалозубов В.И. Обоснование рекомендаций по усовершенствованию интегральных экспериментальных стендов ИСБ и ПСБ для валидации расчетных теплогидравлических кодов // Ядерная и радиационная безопасность. - 2000. - т. 3. - в. 2. - С. 78-85.

10. Драган Г.С. Нуклеация в ионизированной среде под действием - излучения // Ядерная и радиационная безопасность. - 2003. - т. 6., №3. - С. 92-97.

11. Трофименко М.Ю., Чесноков М.Н., Драган Г.С. Структура факела при горении твердой смесевой топливной системы при повышенном давлении // Вестник Одесск. гос. ун-та. Физ.-мат. науки. - 2001. - Т. 6 - вып. 3. - С. 159-162.

12. Драган Г.С. Межфазные термодинамические взаимодействия в плазме продуктов сгорания // Вестник Одесск. гос. ун-та. Физ.-мат. науки. - 2003. - Т 8. - вып. 2 - С. 163-185.

13. Драган Г.С., Чесноков М.Н. Продукты сгорания конденсированных веществ и их электрофизические свойства // Физика аэродисперсных систем. - 1984. - вып. 26. - С. 72-75.

14. Драган Г.С., Маргащук С.В. Физические свойства низкотемпературной плазмы с конденсированной дисперсной фазой // Физика аэродисперсных систем. - 1986. - вып. 29. - С. 104-110.

15. Вишняков В.И., Драган Г.С. Условие электронейтральности низкотемпературной плазмы во внешнем электрическом поле // Физика аэродисперсных систем. - 1987. - вып. 31. - С. 139-145.

16. Драган Г.С. Определение концентрации электронов в высокотемпературной среде // Физика аэродисперсных систем. - 1982. - вып. 21. - С. 74-77.

17. Горенчук В.Е., Драган Г.С., Каримова Ф.Ф., Саад А.М. Исследование влияния вида топлива на температуру продуктов сгорания генератора плазмы // Физика аэродисперсных систем. - 1991. - вып. 34. - С. 43-49.

18. Горенчук В.Е., Драган Г.С., Каримова Ф.Ф. О механизме каталитического влияния карбоната калия на воспламенение и горение угольной частицы // Физика аэродисперсных систем. - 1996. - вып. 35. - С. 46-52.

19. Драган Г.С. Влияние обработки частиц кокса водными растворами калийсодержащих соединений на кинетику их окисления, воспламенения и горения // Физика аэродисперсных систем. - 2001. - вып. 38. - С.90-97.

20. Драган Г.С. Влияние концентрации легкоионизирующейся присадки на поверхностные процессы в пылевой плазме // Физика аэродисперсных систем. - 2002. - вып. 39. - С. 249-260.

21. Вишняков В.И., Драган Г.С., Тамарина Н.А. Изолированный зонд в термической плазме // Физика аэродисперсных систем. - 2003. - вып. 40. - С. 274-283.

Размещено на Allbest.ru

...