Spektrální diagnostika klouzavých výbojů typu Glid-Arc

MASARYKOVA UNIVERZITA V BRNĚ Přírodovědecká fakulta

Spektrální diagnostika klouzavých výbojů typu Glid-Arc Bakalářská práce

Brno 2007

Dana Skácelová 1

Prohlašuji, že jsem bakalářskou práci vypracovala samostatně s použitím uvedené literatury. V Brně 15.5.2007

Dana Skácelová 2

Děkuji vedoucímu mé bakalářské práce doc. RNDr. Ctiboru Tesaři, Csc za cenné rady a odborné vedení v části teoretické a bezpečné vedení v práci experimentální.

3

Anotace V předkládané práci je spektrálními metodami určována elektronová, vibrační a rotační teplota klouzavého výboje typu Glid-Arc na růžkových Cu elektrodách. Ten byl buzen vysokým střídavým napětím o frekvenci 50Hz za atmosférického tlaku. Pracovním plynem byl vzduch, mohlo být tedy využito spektrálních metod vypracovaných pro molekulární dusík N2 a OH radikály. Spektra byla snímána při různých průtocích vzduchu v různých místech výboje. Analýza optických emisních spekter byla provedena programem Spectrum Analyzer 1.6, který je vyvíjen na fakultě Fyziky.

Anotation This work concerns the determination of electron, rotation and vibration temperatures of gliding discharge (Glid-Arc) in horn-shaped Cu electrodes. Discharge was excited high a.c. voltage under atmospheric pressures. The working gas was air, we may make use of spectral methods elaborated for molecular nitrogen N2 and OH radicals. Spectrums were scaned at various rates of air flow in various parts of discharge. Analysis of the optical emission spectra was used program Spectrum Analyzer 1.6, that was developed at Faculty of Physics.

4

Obsah 1

Úvod

6

2

Teoretická část

7

2.1 Obloukový výboj typu Glid-Arc . . . . . . . . . . . . . . . .

7

2.2 Měření teplot z emisních spekter

8

. . . . . . . . . . . . . . .

2.2.1 Stanovení teploty elektronů z relativních intenzit atomových spektrálních čar

. . . . . . . . . . . . . .

8

2.2.2 Stanovení rotační teploty z relativních intenzit rotačních spektrálních čar

. . . . . . . . . . . . . . .

9

2.2.3 Stanovení vibrační teploty z relativních intenzit hlav vibračních pásů . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

3

Experimentální část

13

3.1 Experimentální uspořádání . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13 3.2 Výpočet teploty elektronů . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18. 3.3 Výpočet rotační teploty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21. 3.3.1 Rotační teplota OH radikálu . . . . . . . . . . . . . . . 21. 3.3.2 Rotační teplota N2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28. 3.4 Výpočet vibrační teploty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

4

Závěr

38

5

Kapitola 1. Úvod Optická emisní spektroskopie je základní metodou diagnostiky plazmatu. Na rozdíl od ostatních metod, jako jsou například sondová měření, hmotnostní spektroskopie, nebo laserové diagnostické metody, nijak neovlivňuje procesy probíhající uvnitř plazmatu. Je založená na detekci a analýze záření emitovaného excitovanými částicemi v plazmatu. Je použitelná pro všechny typy výbojů a za nejrůznějších podmínek. Kvalitativní optická emisní spektroskopie je používána ke stanovení jednotlivých složek plazmatu. Kvantitativní pak ke stanovení elektronové teploty, teploty neutrálního plynu, vibrační a rotační teploty jednotlivých molekulových stavů. Vzhledem ke komplikovanosti molekulárních spekter se zpravidla omezujeme jen na spektra dvouatomových molekul, která jsou nejjednodušší. K disociaci molekul, tedy k rozložení molekul na jednotlivé atomární složky, dochází za zvýšené teploty. Takže tyto molekuly se vyskytují ve výbojích při teplotách menších než 6000K v podstatě vždy a proto je lze pro stanovení energetických poměrů v plazmatu snadno použít. Podle druhu výboje může tato hodnota nabývat až 8000K. Předmětem této experimentální práce bylo přibližné stanovení teplot jednotlivých složek neizotermického plazmatu obloukového výboje typu Glid-Arc buzeného ve vzduchu. Po dohodě s vedoucím bakalářské práce byl výboj buzen pouze za atmosferického tlaku.

6

Kapitola 2. Teoretická část 2.1 Obloukový výboj typu Glid-Arc Klouzavý elektrický obloukový výboj, tzv. Glid-arc (ang. Glidding arc – klouzavý oblouk),

je představitelem neizotermického plazmatu tvořeného slabě

ionizovaným plynem. Výboj bývá buzen mezi dvěma růžkovými elektrodami z různých materiálů v rozsahu tlaků velmi nízkých až po tlaky řádově jednotek MPa [1]. Konstrukce je tvořena párem růžkových elektrod rozbíhajících se po proudu pracovního plynu. Po přiložení pracovního stejnosměrného nebo střídavého napětí dochází v místě nejmenší vzdálenosti mezi elektrodami k průrazu a jiskrový plazmový kanál je unášen ve směru proudícího plynu. Při jisté délce, kdy už zdroj napětí nedokáže dodávat napětí potřebné k udržení proudového vlákna, dojde k jeho přetržení. Tím se přeruší proud a dojde ke zvýšení napětí na elektrodách. Poté se výboj opětovně zapálí v nejužším místě a cyklus se opakuje [7]. Mezi růžkovými elektrodami vznikají dva typy výbojů. V nejužším místě a bezprostředně nad ním vzniká jiskrové pole v důsledku velké intenzity elektrického pole. Jiskrová oblast je charakteristická vysokou elektronovou teplotou. Nad touto oblatí je oblast zanikajících jisker a tedy oblast koronového výboje, klouzajícího podél elektrod v důsledku proudění vzduchu [1]. V tomto elektricky upraveném plynu jsou mnohé složité molekuly rozbity a utvoří jednoduché molekuly, atomy, pozitivní a negativní ionty, volné radikály a volné elektrony o velké kinetické teplotě. Charakter a vlastnosti výboje jsou dány geometrií a materiálem elektrod, prouděním vzduchu ( druh plynu, rychlost průtoku) a napájecím zdrojem (CS výboj, ST výboj, RF výboj).

7

Spektrální diagnostika slouží pak k poznávání vlastností těchto výbojů a jejich možného použití ke spalování a rozkladu organických směsí. Klouzavý výboj má největší použití při diagnostice pracovního plynu(jeho ředění, koncentrování, čištění), či opracování pevných látek (zbavování nečistot, zušlechťování, antikorozní povrchy). Dále při eliminaci mnoha toxických par a plynů, kdy se použije určitého výboje generovaného přímo na znečištěný plyn. Tento výboj produkuje velmi aktivní částice, které podnítí oxidaci těchto toxických komponent. V praxi je Glid-Arc používán například k dekompozici toluenových par nebo destrukci uhlovodíkových nečistot. V technické praxi je možné se setkat se speciálním klouzavým výbojem na dielektriku v zapalovacích svíčkách pro použití v automobilech. Tyto svíčky jsou vyvíjeny ke zlepšení účinnosti motorů a zároveň mají poněkud větší životnost.[6]

2.2 Měření teplot z emisních spekter 2.2.1. Stanovení teploty elektronů z relativních intenzit atomových spektrálních čar Optické emisní spektrum vzniká přechodem nabuzených elektronů atomu mezi energetickými hladinami, podle postulátu, který říká, že rozdíl energií mezi horní Em a dolní

E n energetickou hladinou udává energii světelného kvanta o příslušné

frekvenci  E m −E n=h mn=

hc mn

(1)

kde h je Planckova konstanta, c rychlost světla. Za předpokladu lokální termodynamické rovnováhy je rozložení jednotlivých excitovaných stavů popsáno Bolzmannovým rozdělením Em

g n m=n m e kT 

e

(2)

kde g m je statistická váha horního energetického stavu, k Bolzmannova konstanta, E m excitační energie horní hladiny, T e

teplota shodná s teplotou elektronů, n je

koncentrace libovolně nabuzených stavů,  stavová suma. 8

Po dosazení do vztahu pro energii vyzářenou za sekundu, která je podle Einsteina rovna I nm=Anm N m h  nm

(3)

dostaneme vztah pro intenzitu spektrální čáry Em

g m Amn −kT I =konst. e 

e

(4)

kde A mn Einsteinův koeficient spontánní emise, N m počet atomů v horním kvantovém stavu m, konst.=

hc obsahuje všechny konstanty. 4 

Po zlogaritmování obdržíme závislost ln

I 1 =− E konst. g m A mn kT e m

Z této závislosti získáme rovnici tzv. pyrometrické přímky, z jejíž směrnice tan =−

1 kT e

získáme teplotu elektronů. Intenzita spektrálních čar tedy závisí na pravděpodobnosti elektronových přechodů a na čtvrté mocnině frekvence emitované spektrální čáry. Vysokou pravděpodobnost mají dva sousední elektronové stavy, základní a nejníže excitovaný. Tyto čáry mají ve spektru největší intenzitu.[3],[4] Elektronová teplota v buzeném výboji byla určována z relativních intenzit tří, resp. čtyř atomových čar mědi o vlnových délkách: λ = (510,554; 515,324; 521,820; 578,213) nm.

2.2.2. Stanovení rotační teploty z relativních intenzit rotačních spektrálních čar Uvažujeme-li a představíme-li si dvouatomovou molekulu jako tuhý rotátor, rotující podél osy kolmé na spojnici jader obou atomů, vyplývá z teorie, že její rotační energie je kvantována. Rotační spektrum molekuly vzniká v důsledku zářivých přechodů právě mezi těmito rotačními energetickými hladinami, a to na základě jistých výběrových pravidel. 9

Podle kvantové mechaniky jsou možné energetické stavy dány vztahem h 2 J  J 1 E= 2 8 I který je řešením Schrödingerovy rovnice. Zde h je Planckova konstanta,

J rotační

kvantové číslo, I moment setrvačnosti systému. Při hledání rovnice pro intenzitu rotační čáry vycházíme ze vztahu (3), pro vyzařovanou vlnovou délku platí Bohrova podmínka (1). Intenzita rotační čáry v rámci jednoho vibračního pásu je tedy dána vztahem I =konst.

SJ

´



J 4

´´

− EJ kT r

´

(5)

e

kde konst. je konstanta pro danou rotační větev, J ´ , J ´ ´ jsou rotační kvantová čísla horního a dolního stavu, S J

´

J´´

je relativní síla rotační čáry, tzv. Honlův – Londonův

faktor, k Bolzmannova konstanta, T r rotační teplota a

E J je energie rotačního ´

pohybu, která je v rámci modelu tuhého rotátoru dána E J =hc [ Bv J  J 1] kde

B v je rotační konstanta. Logaritmujeme-li vztah pro intenzitu, obdržíme lineární závislost ln

I 4 1 =− E konst. SJ J kT r J ´

´

´´

Grafem této závislosti je opět přímka, a z její směrnice tan =− určíme rotační teplotu T r

1 kT t

.

Představa tuhého rotátoru je pouze idealizací, ve skutečnosti je třeba provést složitější výpočty předchozích vztahů. Na tomto principu je založena tzv. Ornsteinova - van Wijkova metoda. Pro stanovení teploty se používají rotační čáry téže větve, které netvoří hranu pásu.[3],[4] Rotační teplota byla určována z rotační struktury molekuly OH a rotační struktury molekuly N2. U molekuly OH bylo použito relativních intenzit prvních šesti rotačních čar větve Q1, konkrétně kvantových čísel (3/2, 5/2, 9/2, 11/2, 13/2). U mole10

kuly dusíku se rotační teplota určovala z relativních intenzit rotačních čar R větve vibračního pásu 0-0, kdy bylo použito rotačních čar s kvantovými čísly J: 25 až 45. Při buzení spekter elektrickým výbojem charakterizuje právě rotační teplota molekuly OH teplotu neutrálního plynu.[3],[4]. Při přesnějším měření lze použít opravu teploty radikálu OH podle [1] na teplotu neutrálního plynu T n =T r 1− T r 

−1

, kde =3,24∗10−5 .

(6)

2.2.3. Stanovení vibrační teploty z relativních intenzit hlav vibračních pásů Přestavíme-li si dále molekulu jako vibrující harmonický oscilátor, bude jí příslušet jistá vibrační energie, která bude na základě kvantové teorie také kvantována. Vibrační spektrum molekuly vzniká analogicky vibračními přechody mezi jednotlivými energetickými hladinami, které jsou opět dány řešením Schrödingerovy rovnice: 1 E v =h e  vi   2 kde

(7)

 e je konstanta charakterizující vibrační a elektronový přechod daného pásu,

v i vibrační kvantové číslo (index i volen pro rozlišení od vlnočtu). Při hledání rovnice pro intenzitu vibračního pásu opět vycházíme ze vztahu (3) a (1). Dostaneme I =konst.  A  e ´

´´

−E  kT v

logaritmováním získáme opět směrnici pyrometrické přímky ln

I 1 =− E konst.  A  kT v  ´

´´

kde ´ , ´ ´ jsou vibrační kvantová čísla horního a dolního stavu,  vlnočet, k Bolzmannova konstanta, T v vibrační teplota, A  ´

´´

pravděpodobnost přechodu,

konst. je shodná pro všechny pásy jedné sekvence.

Vibrační teplota Tv byla určena pomocí relativní intenzity hlav vibračních pásů molekuly N2 sekvence Δvi = +2 přechodu (2-0, 3-1, 4-2). Tento pás byl volen proto, že se jedná o přechod do základního stavu a ne mezi vzbuzenými stavy. 11

Vibrační teplota charakterizuje excitační teplotu srovnatelnou s elektronovou teplotou atomů. Za předpokladu lokální termodynamické rovnováhy v neizotermickém plazmatu platí mezi teplotami relace T n ≤T r ≤T v ≤T e

(8)

kde T n ,T r ,T v , T e je teplota neutrálního plynu, rotační teplota, vibrační a elektronová teplota.

12

Kapitola 3 Experimentální část 3.1 Experimentální uspořádání Výboj typu Glid-Arc byl buzen za atmosférického tlaku na Cu elektrodách střídavým (50Hz) vysokým napětím (5-10kV) přes rozptylový transformátor napětí. Napětí na vstup vysokonapěťového rozptylového transformátoru bylo převedeno ze sítě (220V, 50Hz) přes regulační transformátor s induktivním oddělením od sítě. Napětí na elektrodách nebylo měřeno, ale z transformačních poměrů usuzuji, že výboj byl udžován na střídavém napětí U = 5000V . Vzdálenost elektrod byla r = 0,95 mm. Pracovním plynem byl stlačený vzduch, který byl do výboje vyfukovám tryskou o průměru d = 1,70mm přes laboratorní universální průtokoměr pro plyny. Spektrální analýza jednotlivých částí výboje byla prováděna optickým spektrometrem Jobin-Yvon Triax 550. Optická sonda se sestávala se svazku optických vláken, která přiváděla emitované záření na vstupní štěrbinu monochromátoru, dále je světelný svazek přiveden na difrakční mřížku. Při měření byly použity mřížky 300; 1200 a 3600 vrypů na mm. Difraktovaný optický paprsek poté dopadal na výstupní štěrbinu monochromátoru a na detektor, kde byla vyhodnocena jeho intenzita. Vlastní spektra byla dále spracovávána programem Spectrum Analyzer 1.6.

13

Obr.1: Schéma zapojení: 1- Cu elektrody, 2- optická sonda, 3- tryska, 4- průtokoměr, 5vzduchový ventil, 6- rozptylový transformátor, 7- regulační transformátor, 8- optické vlákno, 9- spektrometr, 10- počítač Všechna měření byla prováděna za stejných podmínek. Nastavil se požadovaný průtok vzduchu a sondou se snímalo na třech místech výboje: jiskrové pole (JP), koronový výboj 1cm nad jiskrovým polem (KV1) a 2cm nad jiskrovým polem (KV2). Výsledná teplota byla vypočtena jako průměrná hodnota z pěti měření.

Obr.2: Oblasti snímání

14

Obr.3: Experimentální uspořádání:1- Cu elektrody, 2- tryska, 3- rozptylový transformátor, 4- regulační transformátor 5- místo pro uchycení optické sondy, 6průtokoměr, 7- vzduchový ventil.

15

Vzhledem k tomu, že svazek optických vláken byl zapouzdřen v měděném obalu, veškeré elektromagnetické rušení výboje bylo převedeno přímo na kostru monochromátoru a pak do počítače. V důsledku toho nebyl počítač schopen otáčet difrakční mřížku spektrometru při zapnutém výboji. Její poloha musela být nastavena před zapnutím výboje, při snímání spektra jsme tedy byli omezeni pouze na jednu oblast vlnových délek. Z tohoto důvodu nebylo možné naměřit přehledové spektrum tohoto typu výboje. Všechna měření byla prováděna na experimentálním uspořádání dvojího druhu. V první řadě byl experiment prováděn tzv. přímou cestou, tzn. že optická sonda snímala výboj přímo. Aby bylo zamezeno opravdu silnému rušení, nemohla být optická sonda umístěnam v bezprostřední blízkosti výboje, ale byla použita neprůhledná plastová trubka délky l = 23cm a průměrem snímané oblasti d = 0,65cm. Sonda byla umístěna na jejím konci (Obr.4).

Obr.4: Měření přímou cestou pomocí plastové trubky. Dále byl experiment proveden také tzv. optickou cestou, kdy sonda snímala obraz výboje, zobrazeného přes čočku. Byla použita křemenná čočka s ohniskovou vzdáleností f = 140mm; průměr čočky d = 5,2cm (Obr.5). Sonda snímala oblast o průměru d = 1mm, obraz byl obrácený a zvětšený, bylo tedy nutné přepočítat, do kterého místa umístit sondu, aby snímala stejnou oblast jako v metodě přímé. Jedině tak 16

bude možné výsledné hodnoty správně porovnat. Toto uspořádání bylo voleno pro zjištění, jaký vliv má rušení počítače výbojem na výsledný výpočet teploty. Při této metodě byla sonda mnohem dál od výboje, čímž mělo být docíleno co nejmenšího rušení.

Obr.5: Měření přímou cestou pomocí plastové trubky.

17

3.2.Výpočet teploty elektronů Teplota elektronů T e byla určována pomocí relativní intenzity atomových čar Cu o vlnových délkách: λ = (510,554; 515,324; 521,820) nm na mřížce 1200vr/mm. Poté byla přidána i čára o vlnové délce λ = 578,213nm, vzhledem k šířce snímané oblasti byla použita mřížka 300vr/mm, která byla pro tyto účely postačující [1],[2]. Konstanty použité při výpočtu jsou uvedeny v Tab.1 [5]

vlnová délka (nm) Amn(s-1)

Em(eV)

gm

510,554

1,949·106 3,816948 6

515,324

1,034·108 6,191593 2

521,820

1,221·108 6,192444 4

578,213 1,900·106 3,786150 4 Tab1.: Použité konstanty Z následujících Tab.2 a Tab.3 je vidět, že elektronová teplota se v závislosti na velikosti průtoku neměnila a chyby teploty, určeny metodou nejmenších čtverců z jednotlivých bodů z pyrometrické přímky, vycházely kolem 10%. Započtením čtvrté čáry se teplota mírně snížila. Teplota byla měřena pouze přímou cestou, vzhledem k téměř shodným hodnotám teploty elektronů se nepředpokládalo, že by vlastní rušení výbojem tuto hodnotu nějak ovlivňovalo. Obr.6 a Obr.7 ukazují přehled použitých čar mědi, Graf 1. představuje srovnání průběhu teplot při různých průtocích vzduchu. Pro přehlednost jsou ve všech následujících grafem uváděny pouze hodnoty teplot, bez uvedených chyb měření.

18

Mřížka 1200 vrypů/mm Te (K) při průtoku Te (K) při průtoku 0* l/min 4,3 l/min JP

Te(K) při průtoku 7,2 l/min

Te (K) při průtoku 11,4 l/min

7500 ± 150 7600 ± 150 7600 ± 200 7600 ± 150 Tab2.: Teploty elektronů přímou cestou, jiskrové pole,mřížka 1200vr/mm.

*Elektronová teplota byla měřena i při nulovém průtoku, tedy v obloukovém výboji.

I(a.u.)

λ(nm)

Obr.6: Spektrum měděných čar λ = (510,554; 515,324; 521,820) nm na mřížce 1200vr/mm. Teplota je Te=(7650± 50)K. Křížky vždy označují maximum intenzity a odečtenou hodnotu pozadí.

19

Mřížka 300 vrypů/mm Te (K) při průtoku Te (K) při průtoku 0 l/min 4,3 l/min



JP 7400 ± 100 7450 ± 150 7500 ± 100 7500 ± 150 Tab:3: Teploty elektronů přímou cestou jiskrové pole, mřížka 300 vr/mm, různý průtok.

I(a.u.)

λ(nm)

Obr.7: Spektrum měděných čar λ = (510,554; 515,324; 521,820; 578,213) nm na mřížce 300vr/mm. Teplota je Te=(7500± 100)K.

9000

Prubeh teploty elektronu mrížka 300vr/mm mrížka 1200 vr/mm

Teplota (K)

8000

7000

6000

l

0

l 7,2

l 4,3

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 1: Tabulka 2 a tabulka 3, průběh teploty elektronů, metoda přímá. 20

3.3 Výpočet rotační teploty 3.3.1 Rotační teplota OH radikálu Rotační teplota TrOH radikálu OH byla určována z relativní intenzity prvních šesti rotačních čar větve Q1 přechodu A2 Σ+ → X2 Π [1],[2]. Jednalo se o následující rotační čáry a příslušné konstanty[5]

J(Q1 ) vlnová délka (nm)

Em (eV) -20

fmn (Hz) 9,736 · 10-14

3/2

307,844

0,13 · 10

5/2

307,995

0,29 · 10-20 9,731 · 10-14

9/2

308,328

0,83 · 10-20 9,720 · 10-14

11/2

308,519

1,20 · 10-20 9,714 · 10-14

13/2

308,734 1,63 · 10-20 9,708 · 10-14 Tab.4: Použité konstanty.

K výpočtu byly použity všechny výše uvedené čáry. Z větve musela být vynechána

čára 7/2 (λ=308,154nm). Intenzita této čáry byla skreslena pod ní

podbíhající rotační čarou větve P1, která při použití jak mřížky 3600vr/mm tak 1200vr/mm byla nerozlišitelná. V následujících tabulkách jsou shrnuty vypočtené hodnoty rotační teploty radikálu OH za různých fyzikálních podmínek. Dále jsou vždy uvedena spektra charakterizující dané uspořádání. Tabulky Tab.5 a Tab.6 porovnávají teploty OH radikálu při stejné mřížce 1200vr/mm, ale při metodě přímé (pomocí trubky) a optickou cestou (pomocí zobrazení čočkou). Ani v jednom případě se nepodařilo naměřit teplotu OH radikálu v jiskrovém poli, což lze vysvětlit jednak malým rozlišením difrakční mřížky, ale jednak také tím, že v jiskrovém poli není dostatečný počet vybuzených molekul OH . Z tabulek je dále vidět, že s rostoucím průtokem klesá teplota molekuly. Nejlépe je tento pokles vidět v oblasti koronového výboje 2cm nad jiskrou, kde se předpokládá největší počet vybuzených molekul. 21

Následující Obr.8 ukazuje rozdílnost retativní intenzity čar při použití obou metod. Integrační doba snímání byla v obou případech stejná, při použití mřížky 1200vr/mm byla tato doba 7s. Metoda optická má relativní intenzitu mnohem větší, což bylo důsledkem soustředění vyzářené intenzity pomocí čočky přesně do místa snímání. Obrázek obsahuje i vyznačené použité rotační čáry. Metoda přímá Mřížka 1200vrypů/mm TrOH (K) při TrOH (K) při TrOH (K) při průtoku 4,3 l/min průtoku7,2 l/min průtoku 11,4 l/min KV2 950 ± 200 950 ± 150 850 ± 150 KV1 900 ± 150 900 ± 100 850 ± 100 JP ------Tab.5: Teploty OH radikálu přímou cestou,mřížka 1200vr/mm. Optická cesta Mřížka 1200vrypů/mm TrOH (K) při TrOH (K) při TrOH (K) při průtoku 4,3 l/min průtoku7,2 l/min průtoku 11,4 l/min KV2 950 ± 150 950 ± 200 900 ± 200 KV1 900 ± 150 900 ± 150 900 ± 150 JP ------Tab.6: Teploty OH radikálu optickou cestou, mřížka 1200vr/mm. I (a.u.)

λ(nm)

Obr.8: Srovnání metody optické (fialová) a přímé (šedá), mřížka 1200vr/mm, průtoku 7,2 l/min, oblast KV1. Teploty jsou následující: optická cesta TrOH=(950± 150)K, metoda přímo TrOH=(900± 100)K 22

1800

Prubeh teploty v oblasti: Koronový výboj(KV2) Koronový výboj (KV1)

1600 1400

Teplota (K)

1200 1000

KV2

800

KV1 600 400 200

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 2: Tabulka 5, průběh teploty OH, metoda přímá, mřížka 1200vr/mm.

Prubeh teploty v oblasti: Koronový výboj (KV2) Koronový výboj (KV1)

1800 1600 1400

Teplota (K)

1200 1000

KV2

800

KV1

600 400 200

l 4,3

l 7,2

l 11,4

13

Prutok (l/min)

Graf 3: Tabulka 6, průběh teploty OH, metoda optická, mřížka 1200vr/mm.

23

Následující tabulky Tab.7 a Tab.8 porovnávají teploty OH radikálu tentokrát při stejné mřížce 3600vr/mm. Při větším rozlišení mřížky bylo potřeba delší integrační dobu a to 25s, v důsledku toho bylo možné spočítat teplotu OH i v jiskrovém poli. Metoda přímá Mřížka 3600vrypů/mm TrOH (K) při průtoku TrOH (K) při průtoku TrOH (K) při průtoku 4,3 l/min 7,2 l/min 11,4 l/min KV2 1200 ± 300 1200 ± 300 1200 ± 200 KV1 1200 ± 250 1200 ± 300 1200 ± 200 JP 950 ± 250 1000 ± 200 950 ± 150 Tab.7: Teploty OH radikálu přímou cestou,mřížka 3600vr/mm. Optická cesta Mřížka 3600 vrypů/mm TrOH (K) při průtoku TrOH (K) při průtoku TrOH (K) při průtoku 4,3 l/min 7,2 l/min 11,4 l/min KV2 1200 ± 250 1250 ± 250 1300 ± 250 KV1 1200 ± 300 1100 ± 200 1100 ± 250 JP 1000 ± 150 900 ± 100 900 ± 100 Tab.8: Teploty OH radikálu optickou cestou, mřížka 3600vr/mm.

I (a.u.)

λ(nm)

Obr.9: Srovnání metody optické (fialová) a přímé (šedá), mřížka 3600vr/mm, průtoku 4,3 l/min, oblast KV1. Teploty jsou následující: optická cestaTrOH=(1300± 200)K , metoda přímá TrOH=(1300± 150)K. Spektra se jasně překrývají. 24

Teplota (K)

2500

Prubeh teploty v oblasti Koronový výboj (KV2) Koronový výboj (KV1) Jiskrové pole (JP)

2000

1500

KV1,KV2 1000

JP

500

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 4: Tabulka 7, průběh teploty OH, metoda přímá, mřížka 3600vr/mm.

Prubeh teploty v oblasti Korornový výboj (KV2) Koronový výboj (KV1) Jiskrové pole (JP)

Teplota (K)

2000

1500

KV2 KV1

1000

JP

500

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 5: Tabulka 8, průběh teploty OH, metoda optická, mřížka 3600vr/mm.

25

Spektrum na Obr.10 ukazuje závislost relativní intenzity čar na velikosti průtoku vzduchu. Je zřetelné, že s rostoucím průtokem se relativní intenzita zvyšuje, což lze vysvětlit tím, že větším průtokem je do koronového výboje dodáváno více nabuzených molekul. Obr.11 ukazuje závislost intenzity na snímané oblasti. V jiskrovém poli byla intenzita z důvodu uvedeného v přechozím velmi malá, v případě mřížky 1200vr/mm ji nebylo možné k výpočtu použít vůbec. I(a.u.)

λ(nm)

Obr.10: Závislost relativní intenzity na průtoku. 4,3 l/min (fialová),7,2 l/min (šedá),11,4 l/min (přerušovaná). Mřížka 1200vr/mm, oblast KV1,optická cesta.

26

I(a.u.)

λ(nm)

Obr.11: Závislost relativní intenzity na snímané oblasti. JP (šedá), KV1 (fialová), KV2 (přerušovaná).Mřížka 1200vr/mm, průtok 4,2 l/min,optická cesta. Naměřená hodnota teploty neutrálního plynu se pro různou mřížku a různou metodu snímání viditelně lišila. Průměrná teplota nabývala hodnot od nejnižší T= (850±150)K po nejvyšší T=(1300±250)K. Porovnáme-li tyto dvě hodnoty i v rámci intervalu jejich okamžitých chyb, je zřejmé, že průnik těchto intervalů nastává v okolí hodnoty 1000K. Uděláme-li toto srovnání pro všechna měření, můžeme konstatovat, že průměrná hodnota teploty radikálu OH vychází 1000-1100K . Své maximální hodnoty dosahuje v oblasti koronového výboje 2cm nad jiskrovým polem. Provedeme-li opravu rotační teploty na teplotu neutrálního plynu podle práce [1] dle vztahu (6) interval průměrných teplot se neznatelně zvýší a to na teplotu 870 1350K. Je zřejmé, že teplota radikálu velmi přesně charakterizuje teplotu neutrálního plynu.

27

3.3.2 Rotační teplota N2 Rotační teplota TrN byla dále určována z relativních intenzit rotačních čar R větve vibračního pásu 0-0 molekuly N2 [1],[2]. Byly použity čáry s kvantovými čísly 25 až 45, vlnové délky a použité konstanty obsahuje následující tabulka [5] Kvantové číslo

Vlnová délka(nm)

SJ´J´´

EJ (J)

45

330,9841

135

7,14 · 10-20

44

331,2203

132

6,82 · 10-20

43

331,4513

129

6,51 · 10-20

42

331,6772

126

6,21 · 10-20

41

331,8980

123

5,91 · 10-20

40

332,1138

120

5,62 · 10-20

39

332,3245

117

5,34 · 10-20

38

332,5303

114

5,07 · 10-20

37

332,7313

111

4,80 · 10-20

36

332,9273

108

4,54 · 10-20

35

333,1185

105

4,29 · 10-20

34

333,3048

102

4,04 · 10-20

33

333,4865

98,5

3,80 · 10-20

30

334,0030

89,5

3,13 · 10-20

29

334,1659

86,5

2,92 · 10-20

28

334,3242

83,4

2,72 · 10-20

27

334,4779

80,4

2,53 · 10-20

26

334,6270

77,4

2,34 · 10-20

25

334,7716 74,4 2,16 · 10-20 Tab.9: Použité konstanty.

Z větve musely být vynechány čáry kvantových čísel 31 a 32. Intenzita těchto čar byla skreslena pod ní podbíhající hranou vibračního pásu 1-1. Spektrum 0-0 pásu molekuly N2 bylo snímáno pouze na mřížce 1200vr/mm. Při použití mřížky 3600vr/mm byl u čar vyšších kvantových čísel rozlišitelný triplet. Pro tato spektra musí být použity jiné intenzivní faktory a rozlišení čar se sudým a lichým kvantovým číslem bylo koplikovanější. Použitý program nebyl pro tyto výpočty 28

přispůsoben. Tab.10 a Tab.11 opět porovnává metodu přímou a metodu optickou na mřížce 1200vr/mm. Teplota oběma metodami se zvyšovala od jiskrového pole po směru proudění vzduchu. Z naměřeného ovšem nejde určit, jak tato teplota souvisela z velikostí průtoku. Dále musíme přihlížet k faktu, že důsledkem rušení, či náhodných chyb ve snímaném spektru, musely být často některé rotační čáry z výpočtu odstraněny. I tato zkutečnost se mohla projevit na výsledné rotační teplotě molekul N2 .

Metoda přímá Mřížka 1200vrypů/mm TrN (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP

TrN (K) při průtoku 7,2 l/min


4500 ± 500 3700 ± 400 3900 ± 400 3100 ± 200 3000 ± 300 3900 ± 500 2300 ± 250 2400 ± 250 2900 ± 300 Tab.10: Teploty N2 přímou cestou,mřížka 1200vr/mm.

Optická cesta Mřížka 1200 vrypů/mm TrN (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP



4800 ± 350 4000 ± 200 3800 ± 200 4000 ± 300 3600 ± 150 3400 ± 150 2550 ± 200 2500 ± 250 3000 ± 250 Tab.11: Teploty N2 optickou cestou, mřížka 1200vr/mm.

29


8000

Teplota (K)

7000 6000 5000

KV2 4000

KV1

3000

JP

2000 1000

4,3

7,2

Prutok (l/min)

11,4

13

Graf 6: Tabulka 10, průběh teploty N2 , metoda přímá, mřížka 3600vr/mm.


8000

Teplota (K)

7000 6000 5000 4000

KV2 KV1 JP

3000 2000 1000

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 7: Tabulka 11, průběh teploty N2 , metoda optická, mřížka 3600vr/mm.

30

Následující Obr.12 ukazuje rozdílnost relativní intenzity čar při použití obou metod při stejné mřížce. Metoda optická má relativní intenzitu mnohem větší, je to ze stejnéhu důvodu jako v případě OH radikálu. Obrázek obsahuje i vyznačené použité rotační čáry. I(a.u.)

λ(nm)

Obr.12: Srovnání metody optické (fialová) a přímé (šedá), mřížka 1200vr/mm, průtok 7,2 l/min, oblast KV1. Teploty jsou následující: optická cestaT=(3200± 200)K, metoda přímá T=(3800± 500)K I(a.u.)

λ(nm)

Obr.13: Závislost relativní intenzity na průtoku. 11,7 l/min (fialová),7,2 l/min (šedá),4,3 l/min (přerušovaná). Mřížka 1200vr/mm, oblast KV1,optická cesta.

31

Obr.14 ukazuje rozdílnost retativní intenzity čar na snímané oblasti. Zatímco kdekoliv nad jiskrovým polem se spektra téměř překrývají, v oblasti jiskrového pole se charakter pásu viditelně změnil. Intenzita podbíhajícího vibračního pásu 1-1 značně vzrostla, jelikož bylo snímáno spektrum elektrodových oblastí.

I (a.u.)

λ(nm)

Obr14.: Závislost relativní intenzity na snímané oblasti. JP(fialová); KV1 (přerušovaná) a KV2 (šedá) téměř splývají. Mřížka 1200vr/mm, průtok 7,2 l/min,optická cesta.

Rotační teplota molekuly N2 dosahovala nejnižších hodnot v oblasti jiskrového pole 2300-2900K a směrem od jiskry její hodnota vzrůstala až na 4800K v oblasti koronového výboje, 2cm nad jiskrou.

32

3.4 Výpočet vibrační teploty Vibrační teplota Tv byla určena pomocí relativní intenzity hlav vibračních pásů sekvence Δv = +2 přechodu C3Πg → B3Πu molekuly N2 [1],[2]. Vlnové délky a použité konstanty jsou uvedeny v následu-jící tabulce[5]

Δv Vlnová délka (nm)

A  ´

´´

Ev(J)

2-0

297,68

3,94 . 106 10,30 . 10-20

3-1

296,20

7,25 . 106 14,05 . 10-20

4-2

295,32 8,99 . 106 17,80 . 10-20 Tab.12: Použité konstanty.

Tab.13 a Tab.14 , resp. Tab.15 a Tab.16 opět porovnávají teploty metody přímé a optické při mřížce 1200vr/mm resp. 3600vr/mm. Mřížkou 3600vr/mm při přímé metodě nebylo možné v naměřeném spektru pásy vůbec identifikovat, popřípadě byly identifikovatelné, ale jejich intenzitu nebylo možné použít k výpočtu. Názorná ukázka tohoto spektra je na Obr.16 . Metoda přímá Mřížka 1200vrypů/mm Tv (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP

Tv (K) při průtoku 7,2 l/min


4200 ± 350 3800 ± 600 4300 ± 350 4200 ± 400 4500 ± 300 4700 ± 250 3600 ± 1300 3600 ± 1700 3900 ± 1200 Tab.13: Teploty přímou cestou,mřížka 1200vr/mm.

Optická cesta Mřížka 1200 vrypů/mm Tv (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP



4400 ± 400 4500 ± 200 4800 ± 450 3700 ± 450 4700 ± 500 4900 ± 550 3800 ± 1000 3100 ± 1000 2900 ± 900 Tab.14: Teploty optickou cestou, mřížka 1200vr/mm. 33


Teplota (K)

6000

KV2 KV1 4000

JP

2000

l 4,3

l 7,2 Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 8: Tabulka 13, průběh vibrační teploty, metoda přímá, mřížka 1200vr/mm.

10000


Teplota (K)

8000

6000

KV1 KV2 4000

JP 2000

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 9: Tabulka 14, průběh vibrační teploty, metoda přímá, mřížka 1200vr/mm.

34

Z Obr.15 je opět zřejmá větší intenzita hlav vibračního pásu při použití optické cesty a to z důvodu již dříve uvedeného. I (a. u.)

λ(nm)

Obr.15: Srovnání metody optické (fialová) a přímé (šedá), mřížka 1200vr/mm, průtoku 4,3 l/min, oblast KV1. Teploty jsou následující: optická cesta Tv=(4100± 150)K, metoda přímo Tv=(4600± 50)K. Černé křížky označují hodnotu maxima intenzity a odečteného pozadí. Metoda přímá Mřížka 3600vrypů/mm Tv (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP



Nebylo možné změřit Tab.15: Teploty přímou cestou, mřížka 3600vr/mm.

Optická cesta Mřížka 3600 vrypů/mm Tv (K) při průtoku 4,3 l/min KV2 KV1 JP



4500 ± 400 4600 ± 250 4200 ± 500 4200 ± 300 4000 ± 350 4500 ± 500 3700 ± 1000 3200 ± 1000 3400 ± 700 Tab.16: Teploty optickou cestou, mřížka 3600.vr/mm 35


Teplota (K)

7500

6000

KV1

4500

KV2 JP 3000

1500

l 4,3

l 7,2

Prutok (l/min)

l 11,4

13

Graf 10: Tabulka 16, průběh vibrační teploty, metoda optická, mřížka 3600vr/mm.

I (a. u.)

λ(nm)

Obr.16: Srovnání metody optické (fialová) a přímé (šedá), mřížka 3600vr/mm, průtoku 7,2 l/min, oblast KV1. Teploty jsou následující: optická cesta Tv=(4500+-900)K, metoda přímá je neidentifikovatelná.

36

I (a. u.)

λ(nm)

Obr.17: Závislost relativní intenzity na průtoku. 4,3 l/min (fialová), 7,2 l/min (šedá), 11,7 l/min (přerušovaná). Mřížka 1200vr/mm, oblast KV1,optická cesta. I (a. u.)

λ(nm)

Obr.18: Závislost relativní intenzity na snímané oblasti. JP(fialová), KV1(šedá), KV2 (přerušovaná) . Mřížka 1200vr/mm, průtok 7,2 l/min,optická cesta. Vibrační teplota dusíku se pohybovala v intervalu 2900-4800K v závislosti na průtoku a na snímané oblasti. Maximální hodnoty dosahovala v koronovém výboji 1cm nad jiskrovým polem a s rostoucím průtokem se průměrná teplota zvyšovala.

37

Kapitola 4 Závěr Cílem této bakalářské práce bylo spektrálními metodami určit elektronovou teplotu Te, vibrační teplotu Tv a rotační teplotu TrN přechodu Π-Π pásu 0-0 molekuly N2, dále pak teplotu neutrálního plynu Tn v klouzavém obloukovém výboji typu Glid-Arc za atmosférického tlaku. Za tímto účelem byla elektronová teplota Te určována z čarového spektra nabuzených atomů mědi, rotační TrN a vibrační Tv teplota molekuly N2 a rotační teplota radikálu OH TrOH, která representuje teplotu neutrálního plynu. Výsledky měření ukazují, že teplota elektronů v jiskrové oblasti, kde dosahuje své maximální hodnoty, se při libovolném průtoku neměnila. Při použití mřížky 1200vr/mm se pohybovala v oblasti 7500 K; při použití mřížky 300vr/mm a započtení čtvrté čáry byla průměrná teplota o 100K nižší. Tato hodnota naměřené elektronové teploty Te je poněkud nižší než v práci [1]. Rotační teplota radikálu OH, reprezentující s velkou přesností teplotu neutrálního plynu Tn, vycházela v rozsahu teplot 850 - 1300K v závislosti na použité difrakční mřížce. Při použití mřížky 3600vr/mm byl zřetelnější teoretický předpoklad klesání teploty s rostoucím průtokem vzduchu. Přepočet teploty dle vztahu (6) ukázal, že teplota radikálu OH přestavuje teplotu nižší než je teplota neutrálního plynu. V pracích [1] a [2] byly naměřeny podobné hodnoty. Rotační teplota nabuzených molekul N2 dosahovala své maximální hodnoty v koronovém výboji 2cm nad jiskrou. Teplota TrN se pohybovala v rozmezí 3800 4500K v závislosti na vzdálenosti od jiskrového pole a v závislosti od průtoku vzduchu, tedy od jeho rychlosti. Tato teplota koresponduje s prací [1]. Naopak vibrační teplota dusíku, v souladu s prací [1], se zvyšujícím se průtokem spíše rostla. Maxima dosahovala vibrační teplota v oblasti KV1, tedy 1cm nad jiskrovým polem a to hodnot od 4000K do 4800K. Výsledky měření při použití mřížky 3600vr/mm nelze považovat za příliš důvěryhodné. Naměřené hodnoty jednotlivých složek plazmatu splnily očekávanou relaci (8) T n ≤T r ≤T v ≤T e , která je obvyklá u neizotermického plazmatu výbojů.

38

Příloha Fotografie klouzavého výboje za atmosferického tlaku na měděných elektrodách. Po řadě při průtoku vzduchu 4,3 l/min; 7,2 l/min a 11,4 l/min.

39

Literatura

[1] Tesař C., Janča J., Kapička V. : Diagnostika klouzavého výboje za vysokého tlaku, 12,konf. čes. a slov. fyziků, TU Ostrava(1996), přednáška, Sborník-první díl (sekce č.3), str.173-176. [2] Janča J., Tesař C. : Spectral diagnostic of Glid-Arc up to 1,1MPa. XXIII-th ICPIG Toulouse, France(1997), Proceeding Countr. Pap.,Vol.IV, IV-98-99 [3] Gross B. : Měření vysokých teplot, Praha 1962, SNTL [4] Navrátil Z. : Disertační práce: Optická diagnostika plazmatu [5] Databáze http://www.cfa.harvard.edu [6] GlidArc Plazma http://www.vortexcw.nl/vortex/glidarc.html [7] Glid-Arc http://perso.orange.fr/albin.czernichowski

40

Spektrální diagnostika klouzavých výbojů typu Glid-Arc

Recommend Documents