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电子版pdf《电弧等离子体炬》-现代物理基础丛书77
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电弧等离子体炬
作者:（俄）M.F.朱可夫等编著；陈明周，邱励俭译出版社:科学出版社出版时间:2019年12月
开 本：
纸 张：
包 装：平装胶订
是否套装：否
国际标准书号ISBN：9787030491466
丛书名：现代物理基础丛书77
所属分类：
图书>自然科学>物理学>理论物理学
\ 目录\
\
目录\
第1章 热等离子体和电弧加热气体简述1\
1.1电弧的形成和电弧等离子体的特性1\
1.2电弧气体加热器——等离子体炬5\
第2章 等离子体炬中的电物理和气体动力学过程1O\
2.1长网管状通道中冷气体的流动特性IO\
9.9长网管状通道中电弧的燃烧特性14\
2.3电弧元的速度和脉动特性21\
2.4电弧的X射线层析成像研究23\
2.4.1简述23\
2.4.2非稳态电弧等离子体的实验研究25\
2.5电弧的分流41\
2.5.1定性分析41\
2.5.2研究分流过程的一些定量结果46\
2.5.3两个固体之间的放电52\
2.6轴线式等离子体炬的输出电极中电弧径向部分的脉动55\
2.7电弧参数的白振荡59\
2.8内电极的气体动力学研究65\
2.9具有突扩结构的网管状输出电极的气体动力学研究73\
第3章 研究电弧放电的数学方法84\
3.1描述电弧等离子体的主要方程组84\
3.1.1磁流体力学方程组86\
3.1.2磁流体力学边界层的近似88\
3.1.3积分形式89\
3.2电弧放屯的解析模型89\
3.2.1圆柱形电弧的温度分布90\
3.2.2外场中长电弧的动力学97\
3.3电磁力对电弧等离子体流形成的影响IOO\
3.3.1基于边界层方程组的数值分析IOO\
3.3.2基于磁流体力学方程组的数值分析103\
3.4电弧放电等离子体中的非平衡过程104\
3.5湍流中的电弧109\
3.5.1湍流模型 109\
3.5.2结果分析 111\
第4章 电弧等离子体炬中过程的模拟114\
4.1过程模拟的概念114\
4.2确定相似准则的方法115\
4.3电弧过程的相似准则118\
4.4相似准则的物理含义121\
4.5归纳实验结果的方法123\
第5章 不同气体中电弧的能量特性126\
5.1不同气体中电弧的广义伏安特性126\
5.2带有电极间插入段的等离子体炬中电弧的能量特性137\
5.2.1长圆管状通道中电弧电场强度的分布139\
5.2.2通道的初始段和过渡段中的电弧电场强度与决定性参数的关系141\
5.2.3气动力带来的弧电压变化145\
5.2.4在气流的发展湍流段巾电弧的电场强度与决定性参数的关系149\
5.3多孔通道中电弧的能量特性155\
5.4氢气和含氢介质中电弧的电场强度165\
5.4.1放电通道中气流特征段的长度168\
5.4.2通道初始段巾氢电弧的电场强度169\
5.4.3充分发展的氢气湍流中电弧的电场疆度170\
5.4.4混合气体巾的电弧174\
第6章 轴线式等离子体炬电弧室中的热交换177\
6.1自稳弧长和（利用台阶形电极）固定弧长的等离子体炬的总体热特性177\
6.2带有电极间插入段的等离子体炬电弧室中的热损失179\
6.2.1旋气稳弧等离子体炬巾的热损失180\
6.2.2轴向气流中电弧的特性182\
6.3湍流气流中电弧与电弧室壁的热交换184\
6.3.1通道初始段巾的热交换185\
6.3.2气流的发展湍流段中的热交换187\
6.3.3气膜对电弧室壁保护的效率188\
6.3.4带有电极间插入段的等离子体炬的输出电极巾的电流分布和热交换196\
6.3.5带有电极间插入段的等离子体炬的热效率201\
6.4带旋气电极间插入段的等离子体炬202\
6.5通人强烈气流的组合通道和多孔通道中的热交换205\
6.6氢电弧与电弧室壁之间的热交换214\
6.6.1流入内电极——阴极的热流215\
6.6.2电极间插入段的部件和触发极巾的热流215\
6.6.3流入输出电极——阳极的热流218\
6.7水蒸气旋流等离子体炬的广义热特性219\
第7章 直流轴线式等离子体炬221\
7.1轴线式等离子体炬的分类222\
7.2自稳弧长型等离子体炬224\
7.2.1单电弧室等离子体炬224\
7.2.2双电弧室等离子体炬232\
7.2.3带有延伸电弧的双电弧室等离子体炬9Q9\
7.3利用台阶形电极固定平均弧长的等离子体炬234\
7.4利用电极间插入段固定平均弧长的等离子体炬236\
7.4.1加热氢气和含氢介质的等离子体炬237\
7.4.2喷涂用一体化等离子体炬(PUN3) 245\
7.5分裂弧等离子体炬245\
7.5.1电弧阳极段沿纵向分裂的等离子体炬246\
7.5.2电弧阳极段沿径向分裂的等离子体炬246\
7.5.3屯弧阴极段分裂的等离子体炬248\
7.5.4电弧阴极段扩散附着到管状电极表面的等离子体炬249\
7. 5.5电路中无镇流电阻的多电弧阴极249\
第8章 双射流等离子体炬253\
8.1固定弧斑的双射流等离子体炬254\
8.1.1双射流等离子体炬的结构和电源254\
8.1.2阳极部件和阴极部件9KC\
8.1.3电极的使用寿命256\
8.1.4热特性和电特性257\
8.1.5等离子体流的温度场261\
8.1.6等离子体流的电场结构263\
8.1.7导电等离子体射流之间的相互作用266\
8.2具有旋转电弧和静止弧斑的双射流等离子体炬268\
8.2.1电特性268\
8.2.2电弧与固体表面的相互作用271\
8.3管状电极双射流等离子体炬274\
8.3.1等离子体炬及其电路设计274\
8.3.2等离子体炬的特性275\
第9章 工频交流等离子体炬279\
9.1单相交流等离子体炬280\
9.1.1对交流电弧供电的特征280\
9.1.2大电流电弧与高频电弧的联合燃烧282\
9.1.3燃烧在旋气稳弧单相等离子体炬中的交流电弧的伏安特性286\
9.2星型三相等离子体炬290\
9.2.1星型等离子体炬的方案和工作原理290\
9.2.2星型电弧的伏安特性和热特性292\
9.2.3星型等离子体炬的广义工作特性296\
9.3三角形接法三相等离子体炬299\
9.3.1棒状电极交流等离子体炬299\
9.3.2带有导轨型管状电极的交流等离子体炬303\
9.3.3大功率三相等离子体炬的电弧室中的主要物理过程305\
9.3.4三角形接法三相等离子体炬的近电极过程307\
9.4高电压多电极交流等离子体炬311\
第10章 近电极过程和减缓电极烧蚀的方法315\
10.1经弧斑流入电极的热流317\
10.2具有静止弧斑的棒状热阴极烧蚀表面的形成322\
10.3热钨阴极的比烧蚀326\
10.4热化学阴极的比烧蚀328\
10.5圆管状中空钨阴极的内表面结构331\
10.6弧斑作用下的棒状钨阴极工作表面的结构特征 QQ9\
10.7自恢复阴极研究综述337\
10.8含碳介质中阴极质量的增加速率341\
10.9冷管状铜电极的烧蚀342\
10.9.1冷管状铜电极的比烧蚀与电流强度的关系342\
10.9.2电弧径向部分的运动速度与其轴向部分的扫描速度对比烧蚀的影响344\
10.9.3轴向感应磁场对电极烧蚀速率的影响346\
10.9.4管状内电极——阴极中电弧径向段的气动磁场轴向扫描348\
10.9.5铜电极表面温度对比烧蚀的影响350\
10.9.6对等离子体炬中电弧径向段行为的磁控制352\
10.9.7氧在缩短电极使用寿命巾的作用355\
10.9.8管状铜阳极的比烧蚀的总体特征358\
10.9.9等离子体炬电极巾的温度场和应力场360\
10.9.10管状电极次表层材料的结构369\
10.9.11降低管状铜电极烧蚀速率的方法371\
第11章 等离子体反应器374\
11.1多射流反应器374\
11.1.1运动学系统374\
11.1.2混合室的热效率377\
11.1.3混合室中总气压的脉动378\
11.2三射流反应器的流体力学特性和热工特性380\
11.2.1些高温合成反应器的方案381\
11.2.2基于多射流混合室的反应器383\
11.2.3三射流直流反应器的热工特性386\
11.2.4反应器的能量平衡389\
11.3直流电磁控制联合反应器391\
11.3.1联合反应器的原理图391\
11.3.2电弧产生上升伏安特性的电磁控制方法393\
11.3.3向反应器中通入气体的方式和气流量对电弧伏安特性的影响395\
11.3.4联合反应器的热特性396\
11.3.5 400kW级熔融锆生产工业反应器399\
11.4同轴武等离子体反应器401\
11.4.1同轴式直流电弧等离子体炬401\
11.4.2同轴式等离子体炬（等离子体反应器）403\
11.5电磁控制同轴式交流反应器405\
11.6利用轴线式等离子体炬热解和处理化工废物的反应器408\
11.6.1利用石油产品生产丙酮和乙烯408\
11.6.2处理有机化工废物和含氯的有机化工废物409\
结论412\
参考文献415\
索引468\
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\ 在线试读\
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第1章 热等离子体和电弧加热气体简述\
按照现行术语，“等离子体炬”或者“热等离子体发生器”是指一种装置：设计用来产生热等离子体，即被加热到(3～50)×l03 K的气体。目前，利用电弧加热气体是产生热等离子体的最通用途径。\
1.1 电弧的形成和电弧等离子体的特性\
电弧放电既可产生于分离起初互相接触的电极，也可源自于电极间气隙击穿形成的火花放电，或者形成于辉光放电电流的增大。图1.1显示的是，在从辉光放电向电弧放电转变的过程中阴极电位降与电流的关系曲线。这种转变的特征是，随着电流的增大，阴极电位降急剧降低，同时总电压降也降低。\
如果辉光放电的阴极电位降近似有100 V或者更高量级，那么在电弧放电中，这个电位降则仅有10～15 V。造成这一差异的原因在于近阴极区内电荷传输的过程不同，以及电场向气体传递能量的方式不同。在辉光放电中，阿极的电子发射源自于近阴极区域内的正离子被电场加速对阿极的轰击以及气体放电中辐射产生的光效应。在与离子或者光子碰撞获得所需的动能后，电子能够克服势垒而从金属逸出。然后，电子在近阴极的电场中被加速，达到足以使原子碰撞电离的能量，同时使从阴极发射电子的过程得以维持。 图1.1辉光放电过渡到电孤放电时阴极电位降与电流强度的关系\
如果增大放电的电流强度，那么电子碰撞的次数就增加，这样就使阴极附近区域内的气体温度升高；并且从某一时刻起热致电离开始在气体电离中起主导作用。在热致电离中，电子的温度接近于离子和中性粒子的温度。因此，为了使电子获得很高的能量，必须保证在阴极附近存在较大的电位降。此时，电子从阴极逃逸的主要机制是白动电子发射（阴极温度低）或者是热电子发射（阴极温度高）。\
在大电流密度下形成的具有低阴极电位降特征的放电形式被称作电弧。电弧有高气压和低气压两种形式。\
在高气压电弧的弧柱中，电子温度和重粒子（离子和中性粒子）温度在放电的电弧等离子体炬每一个给定位置上都接近，即这时的电弧等离子体近似于局域热力学平衡，后者认为等离子体是准等温的。然而，电弧等离子体无法达到局域热力学平衡，原因在于电场能量主要传递给了电子，然后通过碰撞再传递给重粒子。下面来估算电弧等离子体可以被认为是准等温的条件。\
假设电子从电弧的电场中获取的能量通过弹性碰撞全部传递给了重粒子，则 (1.1)\
其中，б是等离子体电导率，等于*是电子电荷，*是电子在气体中的白由程，取决于等离子体中所有成分的稀疏度和碰撞截面*，巩是电子热运动的速度；Te和Tg分别是电子和重粒子的温度；*。是电子通过一次弹性碰撞转移的能量份额（me和mg分别为电子和重粒子的质量）；*。是电子与重粒子碰撞的频率；ne是电子密度。\
方程(1.1)可以化为如下形式 (1.2)\
括号中的复合量具有能量比的含义，即电子从电场中获取的能量与其热运动的动能之比。从式中可以看出，高的电场强度E和低的气体压强不利于平衡的建立。例如，在高气压电弧的近电弧区，强电场无法使准等温条件得到满足。在空气等离子体和金属蒸气等离子体中，弧光正柱中的平衡在p≥1. 013×105 Pa的条件下才能建立。在惰性气体中，由于光学过程占据主导地位（等离子体中不吸收辐射），只有当电流强度很大时才会建立起准等温条件。例如，只有当氩等离子体中电流强度大于10A，或者氦等离子体中电流强度大于200 A时才能建立平衡。向电弧等离子体中引入足量的金属蒸气(>1%)可以更快地建立平衡。\
在电弧放电中，由于单次电离从中性粒子中产生的离子数与电子数相等，因而离子总数等于电子总数。通常而言，可能存在一些过程，使个别小放电区域内带某种电荷的粒子数多于带另一种电荷的粒子数。这些过程包括（譬如说）电子扩散和强电场中的电荷分离等。然而，电荷分离所产生的力非常大，以至于可以不用考虑这种效应，从而可以认为在几乎所有情况下电弧放电都是准中性的，即离子和电子的局域密度彼此接近。我们可以估算电弧放电等离子体形成准中性的条件。采用泊松方程 (1.3)\
其中，ni和ne分别是离子和电子密度；se是介电常数。由于弧柱中心部分的电场强度沿径向几乎保持恒定，因此divE的值应根据电场强度沿通道轴向的变化来计算。假设已知电场强度的变化为103 V/cm的量级，由此可以得到到*，这个值明显与观测到的密度值（～1014 cm-3甚至更高）相差很大。应该说，在电弧放电的外围区域，这里温度低但电场的径向梯度很陡，电荷分离可能较为明显。当被电弧加热的气体薄层接触到电位与弧电位不同的放电通道壁时，这种情况尤其明显。例如，在通道轴线上两个电极之间的网管状冷却通道内，对电弧进行肉眼观察就会发现许多这种特别放电特征[1]。\
弧柱沿轴向收缩并且是均匀的。然而，在电极附近，弧柱收缩得更厉害，并且阴极附近的弧柱直径通常比阳极附近的小。造成电弧在电极表面附近收缩的物理过程与电极所处的条件和电弧的特性有关，这些过程的性质还没有完整的解释。电弧中磁压强的轴向梯度形成的近电极射流在这里起了重要作用。当电流强度高达104 A时，弧柱的收缩本质上是由热压缩导致的，与热能从弧柱中心向周边导出有关。对于炽燃在无气流冷却通道中的电弧，热能的导出主要是依靠分子热传导实现的。对于白由燃烧的电弧，热量的导出主要依靠白然对流。对于纵吹气流（气流的运动方向与电弧的轴线平行）的情形，与横吹气流（气流运动方向垂直于电弧轴线）一样，热量的导出依靠强迫层流或者湍流对流。当电流强度很大时，电弧的内禀磁场很强，从而产生了对弧柱的附加（磁）压缩，即箍缩效应。\
当讨论弧柱的直径时，有必要考虑这样一个事实：测量这个参数得不到明确的结果。这与电弧参数在电弧截面上的连续变化有关。例如，电弧柱传导电流的直径可以确定为一定量的电流所流经区域的直径。通过该区域的电流与总放电电流相差某个很小的数值，这种差异通常都会存在。另外，传导电流的有效直径可以由电弧的总电导率与其轴线上的电导率的比值确定。区分电弧的光学直径（由电弧照片上明暗对比的点确定）和传导电流直径（由等离子体局域电导率下降到其值的一半处的点确定）也很重要（图1.2）。\
测量电弧的传导电流半径就可以求出电弧的平均电流密度。根据气体种类和电弧燃烧条件的不同，弧柱的平均电流密度的范围是10～103 A/cm2，阴极上的平均电流密度是103～105A/cm2，阳极上的平均电流密度是104～IOJ A/cm，。当然，可以人为地创造条件使弧柱的平均电流密度远高于通常的电流密度值（如在毛细管中引燃大电流电弧）。但是在大多数实际情况中，弧柱的电流密度都处在上述范围内。图1.2燃烧在氩气巾的电弧的传导电流半径(1)和发光半径(2)与电流强度的关系\
图1.3定性地给出了弧柱横截面上的温度分布。在轴心区域中，温度T非常高(1×104～2×104 K)；从弧柱轴线沿径向向外，温度近似按二次曲线急剧下降；而在放电通道壁区域，温度呈对数分布。在弧柱横截面上，等离子体的电导率口（对于给定的电流密度值，б决定了电场强度）下降得比温度更快，这是因为电导率是温度的指数函数。辐射通量密度分布的形式与电导率近似，因为辐射通量对温度也呈指数关系，并且幂次远大于1。\
如果不考虑次生效应的影响，电势沿弧柱长度方向的分布（图1.4）基本上是均匀的，即电场强度近似为定值。但是，在后文中将会看到，外部条件（如气体流动、磁场以及放电通道壁等）可能导致电势沿弧柱长度方向发生很大变化。在尺度为文和蘸。的近电极区域，弧柱与电极之间的电流传输过程造成电势急剧变化。在这些区域内，电弧等离子体的热平衡和准中性被破坏了。在近阴极区，电流传输是通过电子从阴极表面发射出来，以及离子从弧柱到达阴极表面来实现的。在近阳极区域，电流传输主要依靠电子离开弧柱到达阳极。\
图1.3 电导率б(1)和温度T(2)在弧柱截面上的分布及其值бm和Tm\
图1.4 电势沿弧拄的分布(Uc和Ua分别是阴极和阳极的电位降)\
在近电极区，电荷分布的长度很小。据估计，该长度的量级仅为粒子白由程(在大气压下约为10-4 m)的几倍。这清晰地表明，近电极区的电场强度应该非常大。例如，在紧邻阴极表面的区域内，电场强度的值在106～108 V/m。因此，电子就有可能从冷阴极白动发射（或者场致发射）出来。\
弧柱的电场强度在很大程度上取决于放电通道的直径、电流强度、气体种类与气流形态以及其他一些条件。例如，在大气压条件下，当放电通道直径为1 cm、电流强度为100A时，对于不同气体，电场强度(V/m)的典型值是：氩气，5～8;氮气，10～15;氦气，15～20;氢气，30～50。电场强度在一定程度上与物质的原子序数成反比：随着原子序数增大，电场强度降低。此外，如果放电通道具有使层流转变为湍流的特征，电场强度就可能增大几倍；借助磁场维持横穿气流的弧柱，有可能获得高达50～100 V/m量级的电场强度。\
电弧最重要的电特性是伏安特性，其形式决定了电弧电源参数的选取和电弧装置的电效率。\
1.2 电弧气体加热器——等离子体炬\
正如前言中所言，对电弧的研究已经有两个世纪。在20世纪初就已经出现了第一批电弧气体加热器。这些装置包含了现有等离子体系统的主要部件：电极（两个或者多个，电弧在电极之间燃烧），电弧室（用于约束气流），通人工作气体的部件[2]。在很长一段时期内，阻碍等离子体炬应用的主要原因有：运行寿命短、工况再现性差以及包括电源在内的设备可靠性不高。后来，其中的一些问题得到了解决，尤其是研发了可靠的交流和直流电源。\
目前已经发展出大量的电弧预热器和等离子体炬的设计方案。这些装置或者采用高频电流，或者采用微波电流、激光和其他系统加热气体。下面我们将只讨论广泛应用于许多科技领域中的直流和交流电弧等离子体炬。\
根据应用领域和所使用的电源不同，目前已经发展出了许多等离子体炬设计方案。然而，无论有多少种设计方案，这些系统都是基于有限的几种设计思想，它们的主要区别在于稳定放电的方法有所差异。我们暂且不考虑文献[1]，[3]中研究的同轴式等离子体炬和某些交流等离子体炬，先来讨论应用最广泛的等离子体炬——轴线式等离子体炬。\
在轴线式等离子体炬中，电极（如棒状、管状、网柱状等）与气流方向位于同一直线上。这种等离子体炬的最简单构形如图1.5所示。等离子体炬电弧室由内电极（后端电极）1、网管状输出电极2和位于1和2之间的绝缘件3组成；绝缘件3同时也是通人工作气体的部件；电弧4在内电极和输出电极之间引燃；流量为G的T作气体通过绝缘件3中的导气件上的径向或者切向小孔，以一定的切向速度通人放电通道。在气流速度的轴向分量作用下，电弧的闭合部分（径向部分）沿着通道移动，使弧长增大弧电压升高。弧长和弧电压的这种增大会受到分流过程的限制，即受到电弧与电极壁之间的电击穿（这种现象在第2章中会有更详细的描述）的限制，由此得到了平均电弧长度，即由白身确定（自稳）的弧长。这个弧长还取决于电流密度、电弧室直径、气体种类与压强、通道的几何结构以及其他因素等。\
通人两个电极之间的工作气体有一部分会吹进弧柱（图1.5中的G1）。由于产生了焦耳热，这部分气体的温度会达到电弧的温度。其余的气体G。在电弧与放电通道壁之间的管道中流动，或者更准确地说，在电弧导电都分形成的热边界层与电弧室壁之间流动。由于电弧与主气流之间不存在对流传热，所以这部分气体仅被轻微加热，热边界层阻止了热交换。电弧与气流之间的相互作用始于分流区，电弧等离子体炬\
图1.5轴线式单电弧室自稳弧长型等离子体炬示意图\
也就是热边界层与壁面边界层交汇的区域（更多详情参见第2章）。在这里，冷气流与高温气流剧烈混合。在等离子体炬的出口处，形成了核心区温度很高、沿弧柱径向向外温度急剧下降的等离子体流。\
由于设计简单，自稳弧长型等离子体炬应用很广泛。这种类型的等离子体炬的几种构型如图1.6所示。\
图1.6 一些自稳定弧长型等离子体炬的示意图\
(a)带有平端内电极的单电弧室炬；(b)带有平端内电极的双电弧室炬；\
(c)带有杯状内电极的单电弧室炬；(d)带有管状内电极的双电弧室炬\
如前所述，电弧的伏安特性曲线表明等离子体炬最重要的能量特性。对于自稳弧长型的电弧，其特性曲线是下降的（图1.7中曲线1）。这是因为电流强度增大导致弧长变短，结果弧电压降低。下降的伏安特性为电弧与电源之间的匹配带来了困难。例如，对于具有硬特性的非稳压电源，为了确保电弧稳定，需要在电路中设置可变镇流电阻器，但是这会降低等离子体系统的效率。另外，这种构形的等\
\ \\ \ \ 暂时没有内容介绍，请见谅！\ \