Исследование теплообмена между газом и электродами проводилось на плазмотронах с неохлаждаемыми электродами, поскольку на плаз­мотронах с охлаждаемыми электродами трудно получить распределение тепловых потоков по поверхности.

Использовался плазмотрон, состоящий из двух неохлаждаемых мед­ных электродов, между которыми горела дуга, и центральной камеры. В центральной разрядной камере имелись тангенциальные отверстия, через которые вводилось рабочее тело. В описываемых экспериментах рабочим телом был азот. Число калибров электродов изменялось от 1,5 до 6. Диаметры анода и катода во всех экспериментах были равны 60 мм. Истечение газа осуществлялось через анод.

Применение неохлаждаемых электродов потребовало выбора дли­тельности эксперимента и толщины электродов таким образом, чтобы исключить разрушение электродов на участках теплообмена с высоко­температурным газом и получить возможно меньшее разрушение на участках контакта дуги со стенкой. Потребная толщина стенки и до­пустимая длительность эксперимента выбирались на основе следующих соображений.

За время эксперимента г глубина прогрева стенки 5 должна быть порядка Jar, где а - коэффициент температуропроводности. Прини­малось, что 5 = 5 Jar и что в пределах толщины слоя прогрева про­филь температурною поля линейный. Тогда, учитывая соотношение qr = брсДГ, выражающее баланс подведенного к стенке и поглощенною стенкой количества теплоты, задаваясь допустимым значением АТ и предполагаемыми значениями тепловых потоков для зоны горения дуги и зоны истечения высокотемпературного газа, можно получить потреб­ные значения скорости перемещения дугового разряда, толщины стенки и длительности эксперимента.

В экспериментах толщина стенки была выбрана с некоторым запасом и равнялась 10 мм. Длительность эксперимента составляла 0,4...0,5 с и выдерживалась системой автоматического останова с использованием реле времени.

Тепловой поток измерялся следующим образом. В ряде сечений по длине были зачеканены в электрод по четыре термопары, показания которых регистрировались в течение эксперимента на осциллографе. Хромель-копелевые термопары с диаметром спая 0,5...0,8 мм заче - канивались в корпус на глубину 2 мм. Показания термопар пересчи­тывались на значения тепловых потоков без учета перетекания тепла вдоль электрода в одномерном приближении по методике, аналогичной изложенной в разд. 4.3.

Полученные результаты контролировались измерениями на основе определения средней температуры всей массы анода. Для этого анод с зачеканенными в него термопарами изолировался асбестом. Показания термопар записывались как во время эксперимента (для расчета по­тока описанным выше способом), так и после пуска (для расчета средней температуры анода). По известной средней температуре, мас­се и площади соприкосновения с горячим газом определялся средний тепловой поток в стенку. Эти два метода измерения тепловых потоков совпадали с точностью до 15 %.

Для измерения среднемассовой температуры газа был использован метод теплового баланса

Я = Я+ Я+ Я+ Я. (4.36)

г а к пр

Здесь Я - мощность, затраченная на повышение энтальпии рабочего г

тела (газа); Р, Р - мощность, затраченная на отвод тепла в анод

а к

и катод соответственно; Р - мощность, затраченная на нагрев при-

пр

месей до равновесной с рабочим телом температуры.

С помощью уравнения (4.36) и А - Т-диаграмм для азота и при­месей (в основном меди) методом последовательных приближений оп­ределялась среднемассовая температура.

Распределение тепловых потоков в стенки анода по длине пока­зывает, что на аноде могут быть выделены три зоны; I - зона мини­
мальных тепловых потоков, П - зона максимальных тепловых потоков и Ш - зона истечения нагретого газа.

Конечно, такое деление на зоны условно, резкой границы между ними нет, однако представляется, что оно соответствует физической картине протекающих в районе анода процессов.

Зона I. Холодное рабочее тело движется вдоль электродов и в значительной мере экранирует стенку электрода от воздействия го­рячего газа. Тепловой поток в стенку состоит из тепловых потоков

излучения и конвекции:

Зона П. Район горения дуги. Дуга не только вращается по электроду, но и перемещается вдоль него в определенных границах. В экспериментах длина зоны П составляла 1 1,2 D. Здесь к тепло­

вому потоку от горячего газа добавляется энергия, подводимая путем переноса заряженных частиц. Действительно, анализ следов дуги на электроде совпадает с областью максимальных тепловых потоков.

~ * тт II II II II

Тепловой поток в стенку области II q = Як + Яц + Яц-

Зона Ш. Нагретое рабочее тело движется вдоль стенок, от­давая им энергию, вследствие чего тепловой поток по длине моно­тонно падает.

Представляет интерес обобщение экспериментальных данных в без­размерной форме. Если считать геометрические параметры (за исклю­чением длины электродов) неизменными, а кинематику течения - за­висящей только от отношения скоростей w/u, то безразмерный коэф­фициент теплоотдачи должен быть в зонах I и III функцией, в первую очередь, следующих критериев:

St = ПRe, Рг, П. x/(l, А /А, Q a LV, П). (4.37)

1 ст 0 иО О

Под П подразумеваются безразмерные параметры (критерии), опи­сывающие те явления пробоя, которые ведут к установлению длины дуги.

Безразмерные параметры, описывающие характеристики собственно разряда (типа П^ и П), могут оказывать влияние на теплообмен не

только в зонах I и П, но и в зоне Ш, так как критерий П^ ха­рактеризующий долю общей энергии разряда, затраченной на повышение энтальпии потока, влияя на температуру газового потока, безус­ловно, влияет на теплообмен. Критерии П, определяющие явления
робоя, могут влиять на теплообмен потому, то они влияют на час­тоту и амплитуду пульсаций параметров, что, в свою очередь, ска­зывается на теплообмене со стенкой. В настоящее время еще до конца не выяснен механизм явления пробоя и поэтому полный вид критериев П записать нельзя.

В приведенных экспериментах (рабочее тело - азот, давление в камере около 0,1 МПа) лучистый тепловой поток в стенку имел по­рядок (3...4)*105 Вт/м2. Это значение существенно меньше значений конвективного теплового потока в стенку, так что с учетом этого обстоятельства в зонах I и Ш основными определяющими критериями должны быть Re и П, поскольку энтальпийный фактор может быть

выражен через П и отношение Л /Л .

1 ст 0

Для зоны II такое представление, конечно, недостаточно, так как здесь необходимо учитывать тепловой поток, связанный с переносом заряженных частиц. На рис. 4.17 приведены результаты экспериментов в координатах St^ - Re^ для зоны Ш при различных Принято

St = q[pu (Л — А )]; и = G/pS - расходная осевая скорость, а а е ст а Г

где S - проходная площадь для рабочего тела; Л - среднемассовая

є

удельная энтальпия газа, Re = и D/v. Поскольку тангенциальная

CL ст

Зависимость St^,

значений W Jw ТО а

ния из рис. 4.17)
скорость при течении вдоль камеры и электродов существенно за­тухает и надежно количественно оценить это затухание сейчас не представляется возможным, то отношение wq/uq подсчитано

при тангенциальной скорости на входе в центральную камеру, т. е.

= G/(pS ), где 5 - площадь тангенциальных входных отверстий, Отт

через которые газ поступает в плазмотрон.

На рис. 4.18 представлена зависимость St^, - Re^Re^. = u^i/v^),

где суммарная скорость рабочего тела = и^/cos а. Угол а опре­деляется по отпечаткам на электродах.

Несмотря на очень приближенный характер такого определения суммарной скорости, построение критериев Рейнольдса и Стэнтона по скорости ведет к лучшему обобщению экспериментальных данных, из

которого следует, что характерной скоростью при теплообмене со стенками в рассматриваемых нами случаях является суммарная ско­рость рабочего тела.

Безразмерный коэффициент теплопередачи (при тех же значениях критерия Рейнольдса) больше, чем в случае течения нагретого газа в трубе, что, по-видимому, в первую очередь, является следствием интенсивной турбулизации потока дуговым разрядом.

В зоне П не наблюдается существенного повышения теплового по­тока в стенку по сравнению с зоной Ш.

Для объяснения этого факта оценим тепловой поток в стенку, обусловленный переносом заряженных частиц.

Количество теплоты, отданное аноду заряженными частицами в единицу времени, Qa * /Д(/д. Принимая для оценок Д1/д = 10 В при

силе тока 3000 А, получим суммарное количество теплоты, подве­денное к аноду путем переноса заряженных частиц, приблизительно 30 кВт. Бели бы этот тепловой поток подводился равномерно к зоне П, то плотность теплового потока возросла бы на величину порядка

QJitDL = 2.5-Ю6 Вт/м2.

В действительности такого увеличения теплового потока в зоне П нет, по-видимому, вследствие того что определенная часть выделен­ного тепла уносится с продуктами разрушения электродов и часть ее передается рабочему телу.

Анализ поверхности электродов после пуска указывает на то, что электрод разрушается практически только в зоне горения дуги.

Сведения об эрозии электрода приведены в табл, 4.2.

При оценке эрозии принимали G = (g - где G - секундный

массовый расход примесей; g, - масса электрода до и после эксперимента соответственно; t - длительность эксперимента.

Оценим количество тепла, затраченного на расплавление примесей, при трех предположениях: 1) расплавленный материал сносится под действием рабочего тела вниз по потоку; 2) массовый секундный расход примесей с катода равен секундному расходу примесей с ано­да; 3) эффект снижения тепловых потоков в стенку электрода под действием "вдува” продуктов разрушения пренебрежимо мал.

Если принять среднее значение G =15 г/с, то получим

ср

Q = GcAТ * GQ =10 кДж,

пр пл пл

где с - удельная теплота плавления меди; ДГ

- нагрев до температуры плавления. Для охлаж­даемых электродов следует ожидать повышения теплового потока в зоне опорных пятен дугового разряда.

На поверхности катода, как показывают ре­зультаты измерений, распределение теплового потока более неравномерное, чем на аноде. На рис. 4.19 представлено распределение теплового

4.19. Распределение плотности теплового потока по длине катода

потока вдоль катода при работе на о,5 азоте, р = 0,1 МПа, U = 250..,300 В,

/ = 2800...3000 A, G = 30...35 г/с. °>J Отчетливо фиксируются большие плот­ности теплового потока в зоне горения дугового разряда (зона го­рения определялась по отпечаткам на электродах). Заметен также более крутой спад плотности теплового потока в направлении ко входу рабочего тела в электрод. Такой характер распределения тепловых потоков хорошо соответствует представлениям о гидро­динамике течения в глухом электроде. В самом деле, у входа в электрод холодное рабочее тело в сильной степени экранирует тепловые потоки. В зоне вращающегося дугового пятна происходит разрушение этой защитной пелены, и за дуговым разрядом образуется вихревая зона, в которую интенсивно вносится теплота от нагретого рабочего тела, прошедшего дуговой разряд; как следствие, величина тепловых потоков в стенки значительны.

Экранирующее действие холодного рабочего тела хорошо видно на рис. 4.20, где в координатах St^, - Re^. представлены данные экспе­риментов для зон I анода и катода. При сравнении данных рис. 4.20 с данными рис. 4.18 видно снижение безразмерного коэффициента теп­лопередачи Stj, примерно в 2.5...3 раза, что может быть объяснено

экранирующим эффектом холодного рабочего тела.