ОДЕСЬКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНІВЕРСИТЕТ

Ім.І.І.Мечнікова

Суслов Анатолій Вікторович

УДК 621.762

ТЕПЛО-ЕЛЕКТРОФІЗИЧНІ АСПЕКТИ

МОНОДИСПЕРГУВАННЯ МЕТАЛІВ ПІДВИЩЕНОЇ

ТУГОПЛАВКОСТІ

Спеціальність 01.0414 – теплофізика та молекулярна фізика

А в т о р е ф е р а т

Дисертації на здобуття вченого ступеня

доктора фізико-математичних наук

Одеса – 1998

Дисертація є рукописом

Робота виконана в Одеському державному університеті ім.І.І.Мечнікова

Офіційні опоненти : доктор фізико-математичних наук, професор

Ганефельд Роланд Вільгельмович провідний

Науковий співпробітник НТЦЦ вугільних

енерготехнологій , м.Київ

доктор технічних наук, професор Казачков

Іван Васильович, головний науковий співробітник

ДНТЦ ядерної та радіаційної безпеки,м.Київ

Доктор фізико-математичних наук, проофесор

Флорко Олександр Володимирович, кафедра

загальної та хімічної фізики Одеського

Державного університета ім.І.І.Мечнікова

Провідна установа : Інститут технічної теплофізики НАН України

м.Київ

Захист дисертиції відбудеться 3 листопада 1998 року о 14 годині на засіданні

Спеціалізованої вченої Ради Д 41.051.01 Одеського державного університету за

адресою : місто Одеса, вул. Пастера 27, Велика фізична аудіторія.

З дисертацією можна ознайомитися в Науковій бібліотеці ОДУ ім.І.І.Мечнікова за адресою : м.Одеса, вул.Преображенська 24.

Автореферат розісланий 2 жовтня 1998 року.

Вчений секретар

Спеціалізованої Ради

доцент (Федчук О.П.)

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

Актуальність роботи. Серед різноманітних дисперсних систем особливе місце належить ансамблям, що складаються з монодисперсних часток, тобто часток, які мають однакові параметри (розмір, форма, маса, швидкість, температура, тощо). Використання речовини в монодисперсному стані відкриває нові можливості в рішенні ряду фізичних задач, дозволяє розробити нові ефективні технічні пристрої та технологічні процeси. Так, за oстанні роки значно розширилися області науково-технічних і технологічних використань речовин в дисперсній фазі. Вони включають в себе проблеми керуємого термоядерного синтезу (КТС), кріодисперсну, кріохімічну та космічну технології, порошкову металургію, створення нових композиційних матеріалів і багато інших. Принциповим для основної кількості цих нових використань є висока монодисперсність ансамблів часток, які використовуються. Для вказаних та багатьох інших використань є актуальною задачею розширення існуючого класу речовин в монодисперсному стані, особливо металів з помірною (Tпл >1000 С) та підвищеною (Tпл>3000С) тугоплавкістю, оскільки використання лише монодисперсних систем із металів (Tпл>1000 - 3000С) дозволяє вирішити певні задачі, наприклад: КТС, утворення класу нових материалів та інше. Особливо важливим та актуальним є вміння обмірковано керувати фізико-хімічними параметрами (розмір, фазовий і структурний склад, заряд, температура, тощо) часток, що утворюють монодисперсну систему.

Але до цього часу були відсутні дані з можливості генерації монодисперсних часток металів з Tпл>1000-3000 С, особливо в кисневмістовних газах. Фактично не досліджувались фактори, що визначають монодиспергування металів з підвищеною тугоплавкістю (в нейтральні та активні середовища); процеси, що впливають на величини параметрів фізико-хімічних властивостей отриманих часток.

Метою роботи є розвиток нового наукового напрямку, включаючи розробку та дослідження проблем отримання (генерації) металів з помірною і підвищеною тугоплавкістю (Tпл>1000-3000 С) в газових (активних, нейтральних) сеpедовищах в монодисперсному стані з заданими фізико-хімічними параметрами (структура, склад, розмір, заряд, температура, тощо) часток металу, що диспергують, а також вивчeння впливу тепломасообмінних та електрофізичних процесів, які супроводжують монодиспергування металів, на характер і величину параметрів отриманих монодисперсних часток.

Наукова новизна роботи містить:

На підставі експериментальних та теоретичних досліджень розроблено і обгрунтовано можливості використання методу застиглого струменю (МЗС)} як засобу (а.с. N~1629160, a.c. N~1627327) генерації монодисперсних краплин металів з помірною та підвищеною тугоплавкістю з заданими фізико-хімічними властивостями.

Виконано експериментальні дослідження величини і знаку заряду під час емісійної зарядки холодних (фотоемісія) та гарячих (термоемісія) монодисперсних частинок різних речовин (розчини Н2O, метали) при їх пересуванні в повітрі. Показано, що величина та знак заряду можуть змінюватисяза часом та залежать:

а) для холодних частинок -- від величини і знакупочаткового заряду частинки та від величини роботи виходу і квантового виходу;

б) для гарячих частинок -- від величини початкової температури частки і величини роботи виходу, а також від наявності або відсутності конденсованої дисперсної фази біля термоемітуючої частки та величини роботи виходу конденсованої фази.

Запропоновано розрахункову схему, що дозволила отримати з точки зору єдиних методологічних позиций рівняння емісійної зарядки поодинокої холодної (фотоемісія) и гарячої (термоемісія) частинки, що пересувається в повітрі, та визначити залежніcть величини емісійного струму з холодної та гарячої частин від величини її заряду в області негативних та позитивних зарядів частинок. При виведенні рівняння використовувався метод межової сфери, при якому враховувалося утворення в повітрі, що оточує частинку, негативних іонів кисню О-2 та часткове пружнє розсіювання потоку емісійних електронів молекулами азоту.

Отримано аналитічне рішення рівняння емісійної зарядки холодної (фотоемісія) та гарячої (термоемісія) частинки. Визначено величину її заряду для випадків:

а) наявність конденсованої фази навколо частинки;

б) відсутність конденсованої фази.

Виконано експериментальні дослідження змінення температури високотемпературних монодисперсних частинок (ВМЧ) металів під час їх седиментації в повітрі та нейтральних (Ar, He) газах. Виявлено, що в початковий період часу ход температурних залежностей в активному та нейтральному газовому середовищі збігається; в повітряному середовищі через час tp, характерний для кожного конкретного металу, спостерігаються температурні стрибки. Показано, що за збіг температурних залежностей в початковий момент часу в активному та нейтральному газових середовищах, а також за температурні стрибки, що спостерігаються в повітрі, відповідає процесс поглинання кисню об'ємом ВМЧ металів.

Експериментально показано, що величина та знак термоемісійного заряду ВМЧ металів впливає на процес поглинання кисню в об'ємі частинок.

Відпрацьовано методики, які дозволяють визначати кількість кисню, що поглинений в об'ємі частинки; час, за який здійснюється поглинання кисню в об'ємі частки; коефіцієнт дифузії кисню в металах в новому діапазоні високих температур.

Досліджено характерні види взаємодії ВМЧ металів з підложками, що мають різні коефіцієнти теплопровідності. Виявлено можливість трьох видів взаємодії: 1 -- відскок, 2 -- вварювання, 3 -- прилипання. Визначено види дефектів, які з'являються на різних підложках при їх взаємодії з ВМЧ металів. Розраховано критерій прилипання ВМЧ металів до підложек.

Показано невідповідність описування швидкості седиментації ВМЧ в холодному газовому середовищі за допомогою залежностей, що існують на цей час. Запропоновано емпіричні поправки до формули Клячко для опису швидкості седиментації ВМЧ в холодних газах.

Експериментально показана можливість аморфізації монодисперсних частинок металів в диапазоні розмірів 10-4 м та створення на їх основі протяжних аморфізованих зразків металів. Показана можливість"замороження" газів (кисню) в об'ємі частинок, що приводить до зміни їх фізико-хімічних властивостей.

На захист виносяться методики експериментальних досліджень та результати досліджень характеристик процесів монодиспергування, теплообмінних і електрофізичних процесів, які є характерними при взаємодії ВМЧ металів з газовими та конденсованими середовищами, а також положення, яке сформульовано в попередньому пункті.

Практична цінність. Отримані дані по характеристикам процесу монодиспергування металів МЗС є початковою інформацією для утворення: пристроїв, які генерують потік монодисперсних часток металів із заданими фізико-хімічними властивостями; систем автоматизованих технологічних комплексів по отриманню і переробці металів в монодисперсному стані; технологій виробництва композиційних та аморфних матеріалів на основі монодисперсних порошків із різноманітних металів; технологічний КТС імпульсного типу та інш.

Побудовано фізичну модель та отримано експериментальні результати емісійної (фото- і термоемісійної) зарядки аерозольних частинок, які є науковою базою для опису емісійної зарядки радіоактивних аерозолей, що дозволяє описати екологічну чистоту зон з радіоактивними викидами.

Практичне значення виконаної роботи підтверджуєтся її постійною підтримкою: спочатку з боку НВО "Тайфун" (м.Обнінськ) в межах госпдоговірних тем ("Інерція", "Мічман", 01.02.795), потім Міністерством освіти України -- госбюджетна тема (N~655) та діючими в сучасний момент госбюджетними темами N~705 i N~742.

Апробація роботи. Матеріали дисертаційної роботи доповідалися та обговорювалися на XIU Всесоюзній конференції "Актуальні питання фізики аеродисперсних систем" -- Одеса (1986, 1989, 1993г.г.); Всесоюзній конференції з атмосферної електрики -- Тарту, 1986г.; Всесоюзній конференції з фізики та техніки монодисперсних систем -- Москва (1988 и 1991г.г.); Європейській аерозольній конференції -- Карлсрує, ФРН, 1991г.; Міжнародній конференції з МГД процесів в охороні навколишнього середовища -- Київ, 1992г.; на Всеукраїнській конференції "Проблеми горіння, балістики та механіки співударення -- Київ (1994г.) та Одеса (1996г.).

Публікації та участь автора в одержанні наукових результатів. За матеріаламі дисертації опубліковано понад 68 друкованих робіт, викладених в дисертації. При підготовці дисертації використовувались здебільшого матеріали автора, а також статті, надруковані в співавторстві. Основоположні результати досліджень отримані та викладені особисто автором. В роботах за темою дисертації, написаних у співавторстві, авторові належить: формулювання основних ідей, постановка задач, схеми експериментів і розрахунків, аналіз основних результатів.

Структура та об'єм дисертації. Дисертація складається із вступу, трьох частин, які містять в собі 8 розділів, висновків, списку літератури. В роботі 323 сторінки, 71 малюнок, 9 таблиць, бібліографія включає 215 найменувань.

ЗМІСТ РОБОТИ

У вступі обгрунтована актуальність та практична цінність роботи, її наукова новизна, сформульовано задачі дослідження. Показано, що для реалізації ряду науково-технічних завдань необхідно використання металів помірної та підвищеної тугоплавкості (Tпл >1000-- 3000С) в монодисперсному стані з заданими фізико-хімічними властивостями.

Тому для дослідження проблем отримання металів в монодисперсному стані з заданими фізико-хімічними властивостями було поставлено слідуючі задачі:

а)pозробка методів монодиспергування металів помірної та підвищеної тугоплавкості (з можливістю диспергування в середовищі, що містить кисень),

б) дослідження електрофізичних процесів, характерних для монодиспергування металів, і їх вплив на фізико-хімічні властивості отриманих частинок;

в)дослідження теплофізичних процесів, що супроводжують процес монодиспергування, та їх вплив на властивості отриманих монодисперсних частинок.

В першій частині роботи, що складається з чотирьох розділів, розглядаються проблеми монодиспергування металів помірної та підвищеної тугоплавкості (Тпл>1000—30000 С) в середовищі, щомістить кисень.

В першому розділі проведено огляд літератури з процесів диспергування металів в повітрі. Розглянуто фізичні та хімічні методи отримання порошків і мікрогранул, з яких виділено найбільш перспективні (наприклад, за допомогою дугового розряду). Проведено аналіз формування величин сил, що сприяють генерації краплин металу під впливом електродугового розряду.

Другий розділ присвячений обгрунтуванню можливості реалізації пропонуємого процесу монодиспергування металів помірної та підвищеної тугоплавкості в активних газових середовищах методом застиглого струму (МЗС).Автор ставив задачу розробити простий в технічній реалізації і малоенергоємкий метод, пов'язувуючи найбільш відомі умови для диспергування речовин, який дозволяє монодиспергувати метали з підвищеною температурою плавлення. На підставі огляду, зробленого в першому розділі, до необхідних умов монодиспергування речовин в твердий фазі, можливо віднести: високотемпературний прогрів, за допомогою якого речовина переходить до рідинної фази; формування рідкого струменю речовини; організацію сили, яка діє на рідкий струмень речовини і роздрібнює її на краплини. Якщо брати до уваги перелічені умови, було запропоновано процес монодиспергування металів МЗС, при якому спочатку виробляється твердий (застиглий) струмінь речовини (металу з R ~(10 - 1000) 10-6 м). Потім торець цього струменю розігріваємо концентрованим потоком енергії (КПЕ) та розплавляємо її кінець, при цьому певна рідка частина струменю збирається в краплину завдяки капілярним силам. Впливаючи в потрібну мить на рідку краплину зовнішньою силою, ми викликаємо її відрив від твердої частини струменю. Повторюючі вишеперелічені операції з необхідною періодичністю, викликаємо генерацію монодисперсних краплин речовини (металу), що диспергується. Слід відзначити, що до КПЕ можно віднести потоки іонів, електронів, плазмові та газоплазмові струмені, лазерне випромінювання, тощо; при цьому вони можуть бути постійними чи імпульсними величинами. Сили, що викликають відрив краплини, також можуть бути постійними або періодичними, в залежності від конкретної схеми монодиспергування МЗС, та мати різну фізичну природу (електричну, механічну, тощо). Далі, при обгрунтуванні можливості реалізації монодиспергування металів по МЗС та технологічності цього засобу, оцінювалися слідуючі величини: 1) величина терміну прогріву локальної області металевого "струму" до температури плавлення під впливом КПЕ; 2) величина терміну утворення краплини; 3) величина сили, що утримує краплину; 4) величина деяких сил, що дозволяють відірвати краплину.

При визначенні терміну прогріву металевого струменю до температури плавлення розглядався твердий струмінь заданої довжини і діаметру, один з кінців якого контактує з масивним тілом, який має велику теплопровідність. З локальною областю другого кінця взаємодіє КПЕ. Рівняння теплового балансу для цієї схеми має вигляд:

(1)

Де m, cu, T -- маса частинки металу, яка нагрівається, його теплоємність і температура відповідно; Ф -- тепловий потік від джерела КПЕ; (dQ/dt)k, (dQ/dt)Т1, (dQ/dt)р -- теплові потоки від поверхні металевого струменю: конвективний, за рахунок теплопровідністі газу, радіаційний відповідно; (dQ/dt)Т2 -- тепловий потік,обумовлений теплопровідністю крізь поперечний переріз металевого струменю

Після оцінки кожного члену рівняння (1), визначимо час, необхідний для нагрівання металевого струменю до температури плавління, tп. Так, наприклад, при Ф =200Вт для мідного струменю (процес нагрівання є адіабатичним) tп~3,4 10-2c; для струменю вольфраму (в цьому випадку важливим є фактор радіаційного тепловідводу)tп~ 0,86 c. Для аналізуємих прикладів величина терміну утворення краплини tк<< tп

При проведенні оцінок сил, які впливають на краплину, розглядали силу поверхневого натягу Fп.н., яка утримує краплину, та ряд сил, що відривають краплину, які можуть з'являтися при реалізації різних схем монодиспергування металів поМЗС. Проведені оцінки показали реальність утворення умов, при яких відриваючі краплину сили значно перевищують сили поверхневого натягу. До таких сил можна віднести: електродинамічні, інерційні, газодинамічні, тощо. Таким чином було показано реальність організації монодиспергування металів помірної та підвищеної тугоплавкості по МЗС. Далі були зроблені спроби реалізації процесу монодиспергування металів на базі вищенаведених принципів МЗС.

Так, в третьому розділі розглядається монодиспергування металівМЗС газоплазмовим потоком. Особливістю цього методу монодиспергування металів є те, що як джерело КПЕ, яке утворює локальну високотемпературну зону, використовується газоплазмовий (або плазмовий) потік. Силою, яка впливає на диспергування краплин, є газодинамічна сила напору газоплазмового факелу. Процес якісно проходить слідуючим чином. Вихідний стержневий матеріал безперервно подається із швидкістю u1 до високотемпературної області плазмового факелу, де він отримує деяку кількість тепла, що витрачується на нагрів та плавлення. Після плавлення металу розплав за рахунок капілярних сил збирається в краплину і утримується на кінці стержневого матеріалу. Одночасно а краплину (по мірі її збільшення) впливають зростаючі гравітаційні та аеродинамічні сили газоплазмового факелу, і коли сума їх величин стає більшою величини капілярних сил, краплина відривається від кінця стержня. При перевірці отримання монодисперсних краплин металів згідно з приведеною схемою необхідне точне співвідношення ряду параметрів процесу диспергування, таких як швидкість подачі стержня в залежости від діаметру, теплопровідність його матеріалу, температура, швидкість плазми в факелі, тощо. Для з'ясування взаємоз'вязку величин цих параметрів та їх впливу на процес монодиспергування розглядалась задача теплопереносу від струменю факела до поверхні циліндричного стержня. При цьому враховувалися два види теплообміну -- конвективний та радіаційний. Інтегральний потік тепла до цієї ділянки циліндра має вигляд:

(2)

Для визначення масової швидкості плавлення кінця стержня також розглядався теплопереніс від стержню в навколишне середовище з урахуванням вільної конвекції та радіації. Після того, як було визначено сумарний потік тепла від стержню та розглянуто рівняння теплового балансу для плавлення стержню, що просувався крізь нерухомий фронт фазового переходу з постійной швидкістюQ=Lpr2u1+Q3, була отримана в явному виді залежність швидкості просування стержню від його фізико-хімічних параметрів та теплової потужності Q зовнішнього джерела:

(3)

де L -- теплота плавлення; Tпл,Tок – температури плавлення і навколишнього середовища, cp -- теплоємність; r-- радіус стержня; r -- густина; a -- коефіцієнт тепловіддачи; l -- коефіцієнт теплопровідності; Q3 -- потік тепла від стержня.В таблиці приведені деякі значення Q и u1 для мідних стержнів та струменю факелу з u=10 м/с і T=2273 K.

r, 10-4 м | Q, Bт | v1, 10-2 м/с

1,4 | 1,90 | 2,02

1,2 | 1,57 | 2,57

0,7 | 0,80 | 5,28

Реалізуючи параметри процесу диспергування, що випливають із (3), провелиекспериментальне вивчення генерації краплин металів. При цьому використовувалась швидкісна кінокамера СКС-1М. Досліди виконувались з металами Cu,Mo,W. Аналіз швидкісних кінограм показав наявність трьох режимів диспергування стержневих металів. Так, наприклад, для міді в першому режимі, коли швидкість плазмового факелу u<10 м/с, аеродинамічні сили значно менші, ніж капілярні (рис.1), а гравітаційні (при r=6,7 10-4м) мають таку ж величину, що і поверхневі сили, тому відрив краплин відбуваєтьсяза рахунок гравітації. В другому режимі (при швидкостях потоку u ~17-23~м/с) аеродинамічні та гравітаційні сили досягають значень сили поверхневого натягу при r=(6,5-7,0) 10-4м, але в дійсності краплини, що генеруються, мають значно менший розмір. Це зумовлено дією ряду причин, тому що на краплини, які формуються для генерації, впливають різноманітні фактори (температура, швидкість, тощо) газоплазмового потоку, що, в свою чергу, приводить до виникнення ряду зовнішних сил, діючих на неї. Аналіз показує реальність присутності слідуючих додаткових факторів: 1) Виникнення резонансної розкачки власних коливань краплини при їх збігові з частотою зовнішніх впливів. Оскільки швидкість потоку u~ 5-20 м/с, а Re~ 5 10 2 - 5 10 3, то можливе виникнення стійких ланцюжків Кармана. При збігові частоти вихрів з власною частотою краплини вона відірветься від кінця стержня. 2) Виникнення резонансу власних коливань "консолі" (стержня) з краплиною з частотою впливу, що виникає через переміщення кінця "консолі" (стержня) в градієнті поля температур факелу. 3) Виникнення коливань в певному діапазоні частот і амплітуд, що викликаєпояву інерційних сил (розділ 2), які ініціюють відрив краплини.

Приведені міркування підтверджуються вимірювальним аналізом швидкісних кінограм і розрахунковими оцінками цих процесів. В третьому режимігенерації, при швидкості u >27м/с, збільшені аеродинамічні сили, здавалося, повинні були б привести до зменшення розмірів мікрогранул, які отримуються. Але в дійсности відбувається збільшення розміру частинок. Це викликано зростанням кількості тепла, що передається теплоносієм в одиницю часустержню, що диспергується, бо коефіцієнт тепловіддачи a =f(Re,Pr),що приводить до інтенсивного прогріву великої довжини стержня та зменшенняв'язкості матеріалу на цій довжині. Аеродинамічні сили, що впливають на краплину та стерень, згинають стержень із сформованою на його кінці краплиною, що веде до її відриву. Тобто, відривається певна частина стержню з краплиною, яка і згортається в краплину більшого розміру (рис.2). Проведені дослідженнявиявили причини, які викликають відрив краплин і дозволяють конкретизувати таоптимізувати процес монодиспергування металів МЗС за допомогою газоплазмового струменю.

В четвертому розділі розглядається монодиспергування металівМЗС в імпульсному розряді. Особливістю цього процесу є те, що як джерелоКПЕ, яке утворює локальну високотемпературну зону, використовується імпульсний дуговий розряд, збуджений імпульсним джерелом струму. При цьому відбувається локальний розігрів металу й виникає ряд сил (пінч-эфект, електроний тиск, тощо), які сприяють відриву сформованої краплини. Для отримання монодисперсних частин металів формувалися періодичнsq розряд між дротом ("застиглим струменем"), який постійно подавався в робочу зону, та неплавяючим електродом. В результаті впливу розряду на торець дроту відбувається його оплавлення, формування і відрив краплини. Для того, щоб краплини, які отримуються, повторювали свої розміри (R), в кожному імпульсному розряді, в першу чергу, необхідно повторювати взаємну геометрію розташування електродів, тобто за час, що дорівнює періоду проходження розрядних імпульсів (T), дрот повинен переміщуватися на відстань a=4R3/(3r2) (r -- радіус дроту). В цьому випадку об'єм сформованої краплини дорівнює об'єму дроту, який було введено в робочу зону і оплавлено. Якщо тривалість розрядних імпульсів t T, то можливо використити безперервну подачу плавлючогося електроду із швидкістю u=4R3/(3Tr2). Така схема була реалізована в експериментальних дослідженнях монодиспергування металів помірної та півищеноїтугоплавкості (Cu,Fe,Mo,W,Ni, тощо) в активних (повітря) та нейтральних (Ar,N2,He) середовищах. Блок подачі витрачаємого електроду і еплавлючогосяелектроду, які утворювали електродний блок (рис.3), підключалися до джереластруму розряду та формували запускаючий розряд високовольтного імпульсу.Формуючий блок комутувався з блоком сінхронізації, який з'єднувався з блоком подачі. Джерело живлення забезпечувало вихід потужністю 1кВт в імпульсі тривалістю до 100~мс. При цьому струм в розряді змінювався від 25А до 120А, а напруга -- від 1В до 20В. В ході експерименту блок подачі доставляв електрод, який плавиться, в область формування розряду. При цьому з блоку сінхронізації поступав запускаючий імпульс на вхід блоку, який формує високовольтний імпульс (U~ 2-3~кВт, t~ 1-3~мкс). Останній формував на базі блоку живлення низьковольтний сильнострумовийдуговой розряд -- КПЕ. Далі вивчалися процеси, що супроводжуються утворенням краплин та їх залежність від умов збуджуючого розряду. При цьому використовувались слідуючі методики: візуалізація процесу утворення краплинза допомогою швидкісної кінозйомки та осцилографування струму розряду, а також постадійної фотозйомки; вимірювання швидкості руху краплин за допомогою фотозйомки крізь обтюратор; вимірювання температур краплин за допомогою яркісного пірометричного датчику. Отримані дослідні результати показали, що на стабільність генерації краплин в імпульсному розряді впливає конфігурація електродного блоку. Так (рис.3), при кутах 45о<f <105о и H<250~мкм величина K=u /f (f -- частота періодичності розрядних імпульсів, u -- частота краплиноутворення) починає різко відрізнятися від одиниці (рис.4).Було встановлено, що в залежності від вольтамперних характеристик (ВАХ)джерел живлення існують два режиму формування краплин. Перший режим реалізується при величинах ВАХ, які знаходяться в межах 25 A< I<40 A, 4 В<U<16В; при цьому тривалість імпульсного розряду була t ~ 30-100~мс. При цьому режимі роботи генератора процес утворення краплин формується подібним чином незалежно від полярності розряду, початкові температури отриманих краплин відповідають температурам плавлення відповідних металів. Проведені оцінкі та їх порівняння з експериментальними даними свідчать про можливість описати відрив краплин в разі домінуючого впливу сил пінч-эфекту. Другий режим монодиспергування краплин металів реалізується при величинах ВАХ джерела живлення в межах 50A< I<120A, 1В<U<4В; при цьому тривалість імпульсного розряду була t 30-100~мкс, а величина міжелектродної відстані H< 3 10-4м. В другому режимі диспергування реалізується лише тоді, коли електрод, що плавиться, є анодом. При цьому початкова температура утворених краплин змінюється в широкому діапазоні, таїх величина корелює із зміненням розміру частинок і величиною розрядного струму. Початкова швидкість створених краплин ~ 1м/с. Аналіз дисперсного складу астинок, які отримуються в другому режимі,оказав покращення ступенюїх монодисперсності у порівнянні з першим режимом (рис.5). Опис відриву краплини в другому режимі можливий через силу електроного тиску, оскільки ця сила залежить від полярності розряду. В подальшому будувалась феноменологічна модель процесу формування краплин в імпульсному розряді та визначались основні параметри, що відповідаютьза процес монодиспергування. При цьому розглядались дві сторони процесу -- енергетичний та силовий. При аналізі першої із них розглядався теплообмін, який забезпечує прогрів і розплавлення краплини, а для аналізу іншої треба було вивчати сили, діючі на зростання краплини і які зумовлюють її відрив. Безперечно, існує взаємо'звязок між вказаними сторонами процесу, бо величини сил залежать від температури та розміру краплини, а її положення зумовлює особливості теплообміну. Однак, вважається доцільним попереднє розглядання розплавлення та розігріву краплини, якщо досягнуто узгодження швидкості її росту та мінення температури з даними, отриманими в ході експериментів, а потім ввести в аналіз сили, які впливають на краплину, та розглянути поведінку системи в цілому.В ході експериментів визначено процес, який складається із двох етапів, ормування краплини, що і було введено в модель утворення краплини: на першому етапі відбувається озплавлення вільної частини дроту (виліт), на другому -- зростання та подальше нагрівання сформованої краплини. При розгляді теплових процесів на першому етапі формування краплини головною задачею розрахунків є визначення розмірів і температури краплини в кінці цього етапу та тривалість процесу утворення такої краплини. Система рівнянь, що виражають збереження маси металу, баланс енергії, яка поступає від розряду та перерозподіляється в краплині і ідводиться в холодну частину дроту, а також рівняння, що відтворює умову нерухомості фронту плавління, вирішувалась чисельно. Розглянувши теплові процеси на другом етапі формування краплини, розраховано зріст температури та розміру краплини за малий видрізок часу dt, при цьому до уваги бралися трати тепла на випромінювання. Отримані на основі теплової моделі дані порівнювалися з експериментальними. Залежності температури та розміру краплини від часу цілком задовільно узгоджуються (рис.6). Далі розглядалося формування ідрива краплини під впливом сил поверхневого натягу, сили пінч-эфекту та сили електронного тиску. Умовою відрива краплини вважався момент, коли рівнодіюча суми сил буде скерована за межі поверхні, на якій відбувається "контакт" циліндру та краплини, яка формується. Числові розрахунки проводилися із урахуванням перелічених сил, а також змінення діаметру та температури краплин на кожньому кроці часу. Результати розрахунків та експериментальні дані стверджували можливість реалізації параметрів і режимів роботи генератору, щоонодиспергує метали помірної та підвищеної тугоплавкості в активнихкиснемистящих) і нейтральних середовищах.

Друга частина роботи складається із двох розділів і присвячена розгляду електрофізичних процесів, характерних при монодиспергуванні металів середньої та підвищеної тугоплавкості в повітрі. Ці процеси дуже важливі, бо вони впливають на величини зарядів та ізико-хімічні параметри отриманих частинок. Це є актуальним, тому що дозволяє керувати потоком заряджених монодисперсних частинок за допомогоюелектричних полів, а також впливати наїх властивості внаслідок перенесення іонізованих молекул навколишнього середовища на поверхню і в об'єм частинок, о є перспективним для реалізації створення нових матеріалів та технологій. треба відмітити наявність багатьох засобів нанесення зарядів на частинки (контактний, іонне зарядження), але під час монодиспергування металів з Tпл>1000оC найбільш природним та перспективним процесом є процес емісійного зарядження частинок. Під емісійним зарядженням розуміється розділення зарядів в частинці речовини внаслідок зовнішнього електромагнітного випромінювання (зовнішній фотоефект) та температури (термоемісія). Слід відзначити велику пільність фізичних процесів при фото- та термоемісійній зарядці частинок -- вихід електронів з поверхні частинок в залежності від роботи виходу речовини і ступеню впливу зовнішних факторів (електромагнітне випромінювання, температура). Але вивчення процесу термоемісійного зарядження в газі більш складне, тому що потрібен контроль за температурами частинки та газу, над параметрами процесів випаровування та конденсації, урахування температурної залежності роботи виходу, тощо. В з'вязку з цим в роботі була зроблена спроба поетапного дослідження емісійної зарядки поодинокої аерозольної частинки. Спершу проводилися експериментальні та теоретичні дослідження "холодної" емісійної зарядки, коли Tчаст.=Tо.с., а потім, на базі отриманих даних, проводилось вивчення термоемісійної зарядки частинки в повітрі, коли Tчаст.>> Tо.с.

В п'ятому розділі приведені результати дослідження фотоемісійної зарядки поодинокої сферичної частинки в повітрі під впливом ультрафіолетового випромінювання, коли Tчаст.=Tо.с.. Показано, що для з'ясування фізичного механізму "холодної" фотоемісійної зарядки поодинокої краплини експериментальні дослідження доцільно проводити, коли A>hu , hu >Aв, r<< lс. Тут A -- робота іонізації газу; hu -- енергія квантів, взаємодіючих з речовиною; Aв -- робота виходу електрону; r -- радіус краплини; lс -- відстань між окремими краплинами. Ці умови свидчать, що компоненти повітря не є фотоактивними і позитивні іони відсутні. Відстань між сусідніми краплинами досить велика, і тому впливом електростатичного поля сусідніх краплин на зарядку окремої краплини можна знехтувати. Ці умови реалізувалися на установці, що складалась із кювети, яка була електростатичним екраном. В верхній частині кювети знаходився генератор онодисперсних краплин (на основі вібруючої голки). Змінення початкового заряду (до засвітлення) краплин проводилося за допомогою джерела постійно вар'їруємої напруги, з'єднаного з генератором краплин. В нижній частині кювети находився циліндр Фарадея, який уловлював краплини. Струм, що виникав завдяки краплинам, посилювався та фіксувався вимірювачем струму (електрометричний вольтметр ВК2-16). Отримані краплини скрізь вікно із светофільтром, яке можна уло закривати шторкою, опромінювались джерелом ультрафіолетового (УФ) випромінювання -- ксенонова лампа ДКсШ-500. Параметри потоку УФ-ипромінювання вимірювались актинометром АТ-50. Струмень краплин, утворених генератором, попадав на вимірюючий електрод циліндру Фарадея та викликав появу струму Знаючи кількість краплин fк, які за 1сек попадають в реєстратор струму, можна визначати величину початкового (до засвітлення) заряду поодинокої краплини Qн= Jк/fк. Відкриваючи шторку, утворювали в кюветці (перпендикулярно седіментаційній осі краплин) поток Ф-випромінювання. Краплина, пролітаючи крізь зону засвітлення довжиною lз, змінює свій заряд завдяки фотоемісії зїї поверхні, після чогоїї заряд знову фіксується. Знаючи величину початкового (до засвітлювання) та кінцевого (після засвітлювання) Qк зарядів краплин, визначимо змінення заряду,викликаний фотоемісією: Q = Qн-Qк. В ході експериментів використовувались водяні розчини барвників трифенілметанового ряду з масовоюконцентрацією 0,5 % та відомими величинами роботи виходу. На рис.7 приведенохарактерні криві фотоемісійної зарядки краплин в областіїї негатиних та позитивних початкових зарядів. Далі будувалась модель, яка описувала холодну фотоемісійну зарядку частинки в повітрі. При цьому використовувався метод межової сфери. Частинка оточувалась сферою, яка знаходилась відїї поверхні на відстані l, що дорівнює середньому значенню величини довжини вільного пробігу негативного іона кисню та електрону. Простір між поверхнею частинки і сферою вважався кінетичною зоною, оскільки припускалася відсутність взаємозіткнень іонів кисню O2-та електронів приїх русі в цій зоні. Електрони, що досягли межову сферу, при взаємодії з молекулами O2 утворювали O2-, які поза межовою сферою фоторуйнувалися від взаємодії з УФ-випромінюванням. Враховувався той факт, що частина іонів O2- та електронів, які взаємодіяли з молекулами азоту,повертається до поверхні частинки. Перенос заряду від поверхні частинки в об'єм являє собою дифузію електронів, яка відбувається в кулонівському полі частинки. В результаті рішення дифузійної задачі отримано вираз для фотоемісійного струму з поверхні

негативно заряженої частинки:

(4)

де Q -- заряд частинки, r--її радіус, J0 -- величина фотоструму насичення, F(Q)-- функція величини негативного заpяду частинки, який визначає вплив розсіяння

потоку електронів молекулами азоту на межовій сфері, uO2- середня швидкість іонів кисню O2-, Y (Q) -- функція величининегативного заряду частинки, що враховує гальмування потоку іонів O2- в її кулонівському полі, u і D -- рухомість та коефіцієнт ифузіїелектронів відповідно, f(Re,Sc) -- вітровий множник, враховуючий вплив руху ередовища на швидкість дифузійного переносу заряду 0 -- електрична константа.При виведенні виразу для фотоемісійного струму з поверхні позитивно заряженої частинки враховувалось, що в області позитивного заряду F(Q)=1-sN2 стає постійною величиною, де sN2 -- половина ймовірности зіткнення електрону, який випущено поверхнею частинки, з молекулами азоту на межовій сфері та Y (Q)=0. Фотоемісійний струм з нейтральної частинки знайдемо як межу виразу (4) при Q to 0. На рис.7 зображені розрахункові залежності, тримані на підставі виведених рівнянь. Також були проведені дослідження та отримані налітичні рішення рівнянь фотоемісійної зарядки частинки, яка рухається в повітрі при негативних та позитивних величинахїї заряду. Ці рівняння були отримани із (4) та відповідного виразу для Q>0: якщо представити величини фотоемісійного струму як швидкості змінення заряду частинки: J=dQ/dt. Результатами рішень рівнянь фотоемісійної зарядки є залежності заряду частинки від терміну її перебування в зоні засвітлення. порівняння розрахункових та експериментальних результатів показалоїхзадовільну відповідність.

Шостий розділ роботи присвячений вивченню термоемісійної зарядки високотемпературних монодисперсних частинок (ВМЧ) металів, які рухаються в повітрі. Оскільки монодиспергування металів помірної та підвищеної тугоплавкості методом МЗС є можливим з отриманням ВМЧ при температурах T ~1100- 3600C, то послідуючий їх рух супроводжується термоемісією електронів, що і веде до виникнення зарядів на частинках, що генеруються. Як вказувалось раніше, процес термоемісії в газі подібен фотоемісійному процесу з аерозольної частинки ("холодна" емісія, Tчаст.=Tо.с.). З цієї ричини в послідуючих дослідженнях з термоемісійної зарядки використовувалисьмодельні теоретичні уявлення, які були розвинуті в п'ятому розділі при вивченні процесу фотоемісійної зарядки аерозольної частинки.

Спочатку проводилося вивчення термоемісійної зарядки ВМЧ металів при умові, коли Tчаст.=Tо.с. та КДФ=0 (КДФ -- конденсована дисперсна фаза, яка може утворюватися коло ВМЧ металів із-за випарювання та конденсації його молекул). Для цього використовувалась установка, яка складалась із газоплазмового генератору ВМЧ, описаного в розділі 3, мікрокалоріметра та циліндра Фарадея. Генератор утворював ланцюжок частинок ВМЧ металу (використовувалась мідь, бо потрібно було реалізувати умову КДФ=0), які седиментували в повітрі. Уловлюючи частинки в потрібних координатах в мікрокалориметрі, визначалиїх температуру, а при седименцації частинок в циліндр арадея реєстрували їх заряд. В подальшому проводилося моделюванняпроцесу термоемісійної зарядки ВМЧ металу аналогічно опису, даному в розділі 5.Різниця міститься в описі потоку електронів, що залишають поверхню частинки, -- використовували рівняння Ричардсона-Дешмана та в урахуванні температурноїзалежності коефіциєнту дифузії іонів кисню від межевої сфери. Порівняння розрахункових та експерименальних результатів приведено на рис.8 та показує їх задовільне узгодження.

Далі проводилися дослідження для Tчаст.>> Tо.с. та КДФ 0, при цьому використовувалась установка, яка складалась із електродугового генератору (розділ 4), системи вимірювання температури краплин (розд. 4), апаратури для фотореєстрування траєкторії руху ВМЧ (розд. 4), плоского електростатичного конденсатору, який складається із двох пластин розміром 1 х 0,2м, для вимірювання заряду ВМЧ. Сформована ВМЧ металу влітала у вертикально розміщений електричний конденсатор, де, в залежності від величини і знаку свого заряду, відхилялась в бік електродів. Траєкторіяїї руху фотореєструвалась одночасно з вимірюваннямїї температури та швидкості. При опрацьовуанні траєкторії руху ВМЧ металів в полі конденсатору використовувався вираз, отриманий із рішення рівнянняїї руху, а потімвизначався заряд частинки в залежності від температури. Результати дослідів, проведених з Cu, W, Mo, Ta показані на рис.9. Також було побудовано математичну модель термоемісійної зарядки, коли КДФ 0. При цьому спочатку було визначено ряд параметрів КДФ, яка оточує ВМЧ металу. Оскільки КДФ складається з окислів випарених молекул металіві область їх стабільного існування знаходиться в температурному полі ВМЧ, деTо.с.~ Tр.о. (Tр.о. -- температура розкладання окислу), то можливо визначити відстань від поверхні частинки до цієї ізотерми. При цьому використовувався вираз, що описує залежність температури T від відстані R до точкового джерела з потужністю тепловиділення q та швидкістю u:

(5)

(6)

де та -- теплопровідність та температуропровідність повітря відповідно. Концентрація частинок КДФвизначалась на підставі аналізу експериментальних даних, отриманих при фотореєстрації слідів ВМЧ на підложці. При теоретичному опису термоемісії з частинок КДФ використовувався метод межової сфери, описаний в розділі 5, та визначався інтегральний термоемісійний потік заряду електронів з поверхні частинки КДФ, що дорівнює швидкості зростання її позитивного заряду:

(7)

де rкдф -- радіус частинки КДФ; T -- температура середовища; Aв і Aв -- робота виходу з частинки КДФ та її зростання за рахунок позитивного заряду частинки; uO2- и nO2- -- швидкість та концентрація іонів кисню в об'ємі, які утворюються при взаємодії термоелектронів з молекулами кисню; F(Q)~-- коефіцієнт, що визначає послаблення потоку заряду електронів з частинки КДФ за рахунокїх розсіювання на молекулах азоту, під час чого частина електронів повертається на частинку (F(Q)=0,645 - 1). Із рівняння (6) можна зробитивисновок, що при dQ/dt=0 концентрація іонів кисню nO2- була рівноважна. Враховуючі, що , о2 e8Tmo212отримали:

Формула (7) визначає максимальну концентрацію іонів O2- при даній температурі. При розрахунку терміну релаксації величини nO2- в КДФ отримали t=(r2кдфuO2-nКДФ)-1.Для частинок міді t =10-6c. Оскільки робота виходу окислів металівA2в в цілому менше роботи виходу із даного металу A1в, то термоемісійний заряд частинки, яка оточена КДФ, може бути негативною величиною (потік електронів з КДФ на частинку більше, ніж поток електронів з частинки). Тому рівняння термоемісійної зарядки ВМЧ металу, яка оточена КДФ, розглядали в областіїї негативного заряду:

(8)

Перший член рівняння (8) визначає величину потоку іонів O2- з КДФ на поверхню частинки радіусом r, другий член визначає потік термоелектронів з частинки. F(Q) -- коефіцієнт, аналогічний даному в (6); bigtriangleup A1в зменьшення роботи виходу за рахунок ефекту Шотки. Вирішуючи рівняння (8), визначили залежність величини рівноважного (dQ/dt=0) заряду частинки відїї температури T1. Для області негативного заряду,0< Q < er2/(4l2), отримали:

(9)

Для негативного заряду частинки, колиQ>er2/ 4l2}, отримали:

(10)

Рішення рівняння термоемісійної зарядки частинки, колиQ<0, показало, що термін релаксації заряду t ~ 10-6 - 10-7c. Мала величина t показує, що при русі в вимірювальному конденсаторі експериментальної установки в кожній точці траєкторії частинка встигає сформувати рівноважний заряд. При подібному аналізі термоемісії з частинки,коли її заряд Q>0, отримали вираз для залежності рівноважного заряду від температури T1:

(11)

Порівняння експериментальних та розрахункових результатів показало іх задовільне узгодження -- рис.9. Стрибкоподібне змінення заряду можливо пояснувати рівністю температури поверхні частинкиT1